AstroNuklFyzika ® Jaderná fyzika - Astrofyzika - Kosmologie - Filosofie Fyzika a nukleární medicína

2. Detekce a spektrometrie ionizujícího záření
2.1. Úvod - metodika detekce ionizujícího záření
2.2. Fotografická detekce ionizujícího záření
2.3. Ionizační detektory
2.4. Scintilační detektory
2.5. Polovodičové detektory
2.6. Detekce a spektrometrie záření a a b. Kapalné scintilátory. Detekce neutronů
2.7. Měření radioaktivity vzorků (in vitro)
2.8. Absolutní měření radioaktivity a intenzity záření
2.9. Měření radioaktivity v organismu (in vivo)
2.10. Kalibrace a kontrola spektrometrických přístrojů
2.11. Statistické fluktuace a chyby měření


2.1. Úvod - metodika detekce ionizujícího záření
Ionizující záření je okem neviditelné, takže abychom se o jeho existenci vůbec mohli přesvědčit, je třeba jej detekovat pomocí příslušných fyzikálních metod a vhodné přístrojové techniky. Kromě "zviditelnění" nám detekce umožňuje zkoumat vlastnosti tohoto záření a využívat jej v řadě vědecko-technických, průmyslových a medicínských aplikací. Poskytuje nám kvantitativní informace o intenzitě, energii, prostorové distribuci a příp. dalších vlastnostech záření. V této kapitole si popíšeme jednotlivé metody a přístroje pro detekci ionizujícího záření a pro měření jeho energie - spektrometrii. V úvodním §2.1 si podáme základní rozdělení detekčních metod a přístrojů a shrneme některé společné metodické aspekty detekce ionizujícího záření. V dalších §2.2-2.10 si podrobněji popíšeme konkrétní druhy detektorů a spektrometrů, jejich principy, vlastnosti a technickou konstrukci.

Druhy detektorů ionizujícího záření
Byla vyvinuta řada detektorů ionizujícího záření, které (kromě společného základního jevu, kterým jsou ionizační účinky záření) využívají různých principů a technických konstrukcí. Přístroje pro detekci ionizujícího záření se někdy označují souhrnným názvem radiometry. Fungují buď samostatně, nebo jsou součástí přístrojů pro měření některých veličin a monitorování určitých dějů pomocí radiačních metod.
Dozimetry 
Speciálním typem radiometrů jsou tzv. dozimetry. Jsou to většinou jednoduché detekční přístroje, které jsou cejchované v jednotkách radiační dávky (Gray, Sievert) či dávkového příkonu. Používají se při radiačním monitorování pro posuzování účinků záření především na živou tkáň (viz §5.1 "
Účinky záření na látku. Základní veličiny dozimetrie."). O měření dozimetrických charakteristik záření viz též §2.8 "Absolutní měření radioaktivity a intenzity záření", pasáž "Měření intenzity záření a dávkového příkonu".
  Detektory ionizujícího záření si můžeme rozdělit podle tří kritérií: časový průběh detekce, fyzikálně-technický princip detekce a komplexnost měřené radiační informace.

× 1. Podle časového průběhu detekce rozeznáváme dvě základní skupiny detektorů:

× 2. Různé druhy detektorů poskytují odezvu na interakci ionizujících částic různými, často velmi odlišnými, mechanismy. Liší se proto svými vlastnostmi a tím i možnostmi a oblastí svého využití.
Podle principu detekce rozeznáváme tři skupiny detektorů:

Elektronika - optoelektronika - fotonika
Přenosem energie a informace se zabývají některé speciální vědecko-technické obory:
¨ Elektronika je vědecko-technický obor zabývající se přenosem energie a informace prostřednictvím elektrických signálů - především proudů elektronů a jimi buzených elektromagnetických polí a vln.
¨ Optoelektronika, zvaná též fotonika, je vědecko-technický obor zabývající se přenosem energie a informace prostřednictvím fotonů, především viditelného světla. Zabývá se zdroji fotonů, jako jsou lasery a světlo emitující LED diody, technikou přenosu světla (např. optickými vlákny), metodami detekce fotonů a jejich konverzí na elektrické signály (fotodiody a fototranzistory, CCD, fotonásobiče) a zpracováním těchto signálů v elektronických obvodech, včetně software výpočetní techniky. Emise, interakce a detekce fotonů se děje na kvantové úrovni, proto se někdy mluví o kvantové fotonice.
  Elektronika a optoelektronika hraje klíčovou úlohu v detekci ionizujícího záření
(§2.4 "Scintilační detekce a spektrometrie záření gama", §3.2 "X-záření - rentgenová diagnostika", pasáž "Elektronické zobrazovací detektory X-záření"), v elektronických zdrojích ionizujícího záření (rentgenky, urychlovače), jakož i v příslušné měřící a regulační technice.
  Významnými opto-elektronickými součástkami či přístroji jsou LASERy (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation). Jsou to elektronické zdroje velmi intenzívních koherentních paprsků světla (popř. infračerveného nebo ultrafialového záření), které vzniká na principu stimulované emise, při které excitované atomy hromadně přecházejí na nižší energetické hladiny, což je doprovázeno emisí světla s lavinovitým nárustem intenzity (řetězový efekt - emitované světlo stimuluje další a další deexcitace s emisí fotonů). Využití laserů v jaderné fyzice je zmíněno na několika místech našeho pojednání - např. §1.3, část "
Slučování atomových jader", pasáž "Inerciální termonukleární fúze", nebo §1.5, část "Urychlovače nabitých částic", pasáž "Laserové plasmové urychlovače LWFA" a "Iontové zdroje". Podrobnější výklad fyzikálních principů a technické konstrukce laserů však leží zcela mimo rámec naší jaderné a radiační fyziky (a kromě toho v oblasti laserové techniky autor není odborník).

× 3. Ionizující záření, které potřebujeme detekovat, se často skládá z částic a kvant různého druhu a energie, které přicházejí z různých směrů a míst v prostoru, z různých radioaktivních, elektronických či kosmických zdrojů.
Podle komplexnosti měřené informace můžeme měřící přístroje ionizujícího záření rozdělit na 4 skupiny:

  Z hlediska specifického druhu senzorové citlivosti můžeme prosté detektory (a všechny detektory záření vůbec) označit za radiačně citlivé senzory, spektrometry jsou pak navíc energeticky citlivé, zobrazovací a dráhové detektory jsou polohově citlivé radiační senzory.
K základním fyzikálním vlastnostem detektorů patří: 
¨ Citlivost a účinnost detektoru
¨ Časové rozlišení detektoru (jeho mrtvá doba)
¨ Energetická rozlišovací schopnost spektrometru
¨ Prostorová (či úhlová) rozlišovací schopnost zobrazovacích detektorů
  Dále je to pozadí detektoru, linearita a homogenita odezvy, přesnost a časová stabilita, "odolnost" vůči radiačnímu přetížení, parametry kalibrace. Tyto vlastnosti detektorů, jakož i jejich kvantifikace, jsou podrobněji popsané zde níže v části "
Obecné fyzikální a přístrojové vlivy při detekci a spektrometrii", pro zobrazovací detektory v kap.4 "Radionuklidová scintigrafie", §4.2 "Scintilační kamery", část "Zobrazovací vlastnosti kamery" a §4.5 "Kontrola kvality a fantomová scintigrafická měření".

Spektrometrie - mocný nástroj fyzikálního poznání i aplikací
Považujeme za užitečné zde připomenout klíčovou úlohu spektrometrických metod analýzy elektromagnetického a korpuskulárního záření pro fyzikální poznání i aplikace fyzikálních metod v různých oblastech přírodovědy, průmyslu a medicíny. Měření energetických spekter je hlavním zdrojem poznatků o hvězdách a galaxiích ve vzdáleném vesmíru, o složení látek, vlastnostech atomů a molekul, o struktuře atomových jader, povaze a interakcích elementárních částic. Většina těchto poznatků je pro nás jiným způsobem nedostupná - ať již pro velkou vzdálenost (ve vesmíru), nebo submikroskopické rozměry hluboko uvnitř mikrosvěta. Bez spektrometrie bychom toho o světě věděli podstatně méně. Na spektrometrii je dále přímo založena řada analytických metod jako je rentgen-fluorescenční analýza, aktivační analýza, nukleární magnetická rezonance, Mössbauerovská spektroskopie, nepřímo pak i scintigrafie, metody Dopplerovské a interferometrické.

Stínění, kolimace a filtrace detekovaného záření
V mnoha případech nestačí umístit samotný "holý" detektor požadovaného záření do určitého místa a registrovat přicházející kvanta. Vedle vlastního analyzovaného záření se v místě měření téměř vždy vyskytuje i další nežádoucí a rušivé záření. Je to jednak přírodní záření
(přírodní radiační pozadí - kosmické záření, radioaktivita prostředí), záření z případných dalších okolních zdrojů, někdy i nežádoucí složky ve vlastním měřeném záření. Pro eliminaci či omezení těchto rušivých radiačních vlivů se detektor opatřuje dalšími vhodnými mechanickými či elektronickými díly, čímž se svazek či pole detekovaného záření upravuje v zásadě třemi způsoby:
× 1. Stínění detektoru
Pro potlačení nežádoucího záření přicházejícího z okolí je potřeba vlastní detektor obklopit dostatečně silným obalem z látky dobře absorbující záření - umístit detektor do vhodného stínění. Nejčastějším konstrukčním materiálem pro stínění záření
g je olovo, ve speciálních případech se používá i wolfram a jiné materiály. Někdy používáme i částečné odstínění primárního detekovaného záření - především v případě silného záření (vysoké fluence), které by zahltilo citlivý detektor.
Vliv stínění detektoru a kolimace záření na tvar spektra
V materiálu stínění dochází k interakcím detekovaného záření s atomy látky, což může vést ke vzniku sekundárního záření. Vedle Comptonovského rozptylu, generujícího záření se spojitým spektrem, je to i fotoefekt, doprovázený vznikem charakteristického X-záření s čárovým spektrem. Na obr.2.1.2 vidíme vliv různých typů stínění scintilačního detektoru
(scintilační detektory jsou podrobně popisovány níže v §2.4 "Scintilační detektory", scintilační spektrum pak v části "Scintilační spektrum záření gama") na tvar spektra měřeného vzorku radionuklidu 99mTc, emitujícího záření gama o energii 140keV. U detektoru bez stínění (a) je před fotopíkem celkem nevýrazné monotónní Comptonovské kontinuum. Pro měření nízkých aktivit je nutno umístit detektor dovnitř masívního olověného stínění (b nahoře). Vedlejším efektem tohoto užitečného opatření je interakce gama-fotonů s atomy stínění m.j. fotoefektem, při němž vzniká sekundární charakteristické X-záření (linie Ka,b) olova o energii cca 70-80keV, které se uplatňuje ve spektru (b dole). Speciálním druhem stínění jsou kolimátory, používané jako primární zobrazovací element ve scintigrafii (§4.2, část "Scintigrafické kolimátory"). Interakcí gama-fotonů fotoefektem s olověnými přepážkami mezi otvory kolimátoru vzniká rovněž charakteristické X-záření (linie Ka,b) olova o energii cca 70-80keV. Pokud má kolimátor relativně tlustší přepážky (cca 0,5mm), je charakteristické X-záření olova účinně absorbováno a ve spektru prošlého záření vidíme je nevýrazný X-pík (obr. c). U kolimátorů LE UHR s drobnými otvory a velmi tenkými přepážkami dochází k výraznému prozařování gama i charakteristického X-záření olova, takže ve spektru může být rentgenovský fotopík dokonce výraznější než primární fotopík 140keV (d) (při scintigrafii je však okénko analyzátoru nastaveno na fotopík 140keV, takže X-záření se neregistruje, viz obrázek spektra v pasáži "Amplitudový analyzátor" §4.2 "Scintilační kamery").


Obr.2.1.2 Vliv různé geometrie stínění detektoru na scintilační spektrum.
a) Základní scintilační spektrum vzorku
99mTc změřené detektorem bez stínění. b) Spektrum změřené detektorem uvnitř olověného stínění (7cm Pb).
c) Spektrum vzorku
99mTc změřené přes olověný scintigrafický kolimátor typu HR. d) Spektrum přes kolimátor UHR s drobnými otvory a velmi tenkými septy.

× 2. Kolimace detekovaného záření
V případě, že potřebujeme detekovat jen záření přicházející z určitého směru, opatříme detektor kolimátorem - takovým mechanickým a geometrickým uspořádáním materiálů absorbujících daný druh záření, které propouští jen záření přicházející z určitých požadovaných směrů (úhlů), zatímco záření z jiných směrů absorbuje a nepropouští. Nejjednodušší kolimátory mají tvar různých tubusů a clon. Speciální složitě konfigurované zobrazovací kolimátory s velkým počtem otvorů hrají klíčovou úlohu ve scintigrafii - §4.2 "Scintilační kamery", část "
Kolimátory". Různé druhy speciálně tvarovaných kolimátorů se používají v radioterapii; nejdůležitější je mnoholamelový multi-leaf kolimátor MLC (§3.6 "Radioterapie", část "Modulace ozařovacích svazků IMRT, IGRT ").
Elektronická kolimace záření
Vedle výše uvedené přímočaré "fyzické" kolimace záření se v některých speciálních detekčních systémech používá i jiný způsob směrové selekce záření, tzv. elektronická kolimace, bez použití mechanického kolimátoru. Je založena na specifickém chování kvant ionizujícího záření v detekčním systému - šíření dvojic (či více) kvant v určitých přesně daných směrech, jejich koincidenční detekci soustavou většího počtu detektorů a následné poziční a úhlové rekonstrukci směru šíření kvant. Tato analýza umožňuje vybírat k dalšímu zpracování jen taková kvanta záření, která mají požadovaný směr - provádět elektronickou kolimaci a zobrazení distribuce záření v daném poli. Metoda elektronické kolimace se používá v pozitronové emisní tomografii PET (viz §4.3 "Tomografické kamery, část "
Kamery PET") a v některých složitých detekčních systémech jako jsou prstencové zobrazovací Čerenkovovy detektory RICH (viz....), trackery a mionové detekční systémy u urychlovačů (viz....).
× 3. Filtrace detekovaného záření
se používá ve speciálních případech, kdy vlastní měřené záření obsahuje kvanta nebo částice různých druhů a energií, přičemž potřebujeme měřit jen jednu ze složek primárního záření a ostatních se chceme zbavit.
Příkladem může být měření radionuklidové čistoty preparátů v případě, že daný základní radionuklid emitující záření g o nízké energii (např. 99mTc, g 140keV) je kontaminován malou příměsí radionuklidu vyzařujícího vyšší energii g (např. 99Mo, g 740keV). Při přímém měření by byl detektor zahlcen základním zářením nižší energie, v jehohž "záplavě" by se řídce přicházející vysokoenergetické fotony "ztrácely". V takovém případě lze s výhodou použít metodu filtrace stínící absorbční vložkou: lahvičku se zkoumaným preparátem umístíme do olověného stínění vhodné tloušťky (cca 2-5 mm), které téměř úplně pohltí intenzívní nízkoenergetické záření g základního radionuklidu, avšak propustí značnou část slabého, avšak vysokoenergetického g-záření kontaminantu. Podrobněji je tato metoda popsána v §4.8 "Radionuklidy a radiofarmaka pro scintigrafii", část "Kvalita a čistota radiofarmak".
  Při použití kolimace a filtrace si musíme být vědomi toho, že určitá část přicházejícího záření nebude detekována, dochází ke snížení detekční účinnosti. U kvantitativních měření je proto třeba na tuto okolnost provádět příslušnou korekci, či ji zahrnout do kalibrace detekčního systému.

Uspořádání a konfigurace detektorů záření
Jednotlivé typy detektorů ionizujícího záření se při vlastních měřeních používají v různých uspořádáních:
¨ Jeden samostatný detektor
Ve většině radiačních aplikací vystačíme s jedním detektorem, který volíme podle druhu záření, jeho energie, intenzity, geometrického rozložení. Dbáme především na optimalizaci detekční účinnosti, energetické odezvy, linearity a dalších parametrů; někdy též ceny... Jeden detektor se používá např. u osobní dozimetrie, v některých průmyslových aplikacích, při měření radioaktivních vzorků (obr.2.1.3 vlevo nahoře).
Geometrické provedení detektoru může být dvojího typu:
l Planární detektory
válcového či kvádrového tvaru, měřící záření přicházející z 2
p-poloroviny; některé mohou být citlivé i k záření přicházejícímu z ostatních úhlů (4p).
l Studnové detektory
konstruované ve tvaru nádoby - "studny", do níž se vkládá měřený vzorek. Citlivý objem detektoru tvoří stěny studny, obklopující vzorek. Většina záření tak prochází citlivou oblastí, což vede k vyšší účinnosti detekce
(může se blížit až 100%). Tyto detetory jsou uvedeny níže v §2.7 "Měření radioaktivity vzorků (in vitro)".
¨ Multidetektorové systémy
Pro měření složitějších radiačních dějů potřebujeme obvykle měřit záření v různých místech sledovaného systému
Ţ potřeba současného použití více detektorů (obr.2.1.3 vpravo nahoře). Většinou se jedná o detektory jednoho druhu, popř. dvou druhů (např. pro g a b). Několika detektorů se používá např. v monitorovacích systémech či ve vícedetektorových měřičích vzorků. V §4.2 "Scintilační kamery" a §3.2 "Rentgenová diagnostika", část "Elektronické zobrazení X-záření" uvidíme, že pro elektronické radiační zobrazování se používají soustavy velkého počtu elementárních detektorů a opto-elektronických členů (někdy i několik tisíc). Vedle požadavků platných pro samostatné detektory je zde důležitý vzájemný souběh a sladění parametrů jednotlivých detektorů.

Obr.2.1.3. Uspořádání a konfigurace detektorů ionizujícího záření.
Nahoře: Použití jednoho detektoru, více detektorů stejného druhu.
Dole: Složitý systém velkého množství detektorů různých druhů pro analýzu interakcí vysokoenergetických částic.

¨ Detekční systémy vysokoenergetických interakcí částic
Nejsložitější detekční systémy se používají při studiu interakcí vysokoenergetických částic ve velkých urychlovačích. Zde při interakcích urychlených primárních částic vzniká velké množství sekundármích částic a záření nejrůznějších druhů, které je potřeba nejen detekovat, ale měřit jejich energie, hybnosti, náboj, dráhy pohybu
(§1.5, část "Analýza dynamiky interakcí částic"). K tomu je zapotřebí velmi složitě konfigurovaných multidetektorových systémů, sestávajících z velkého počtu (desítek i stovek tisíc) jednotlivých detektorů nejrůznějších druhů, ve složitém elektronickém zapojení, často za spoluúčasti silných magnetických polí. Tyto systémy velkého počtu elektronických detektorů postupně nahrazují dříve používané bublinové komory (popsané níže).
  
Typické uspořádání takového elektronického detekčního systému je zjednodušeně schématicky znázorněno v dolní části obr.2.1.3. Jeho úkolem je zachytit pokud možno všechny částice a kvanta, vznikající při studované vysokoenergetické interakci. Při těchto interakcích vylétá velké množství sekundárních částic ve všech směrech. Celý detekční systém je většinou válcového tvaru a obklopuje místo, kde dochází k interakcím urychlených částic s terčíkem nebo ve vstřícných svazcích. Skládá se z několika axiálně symetrických částí - válcových vrstev či "slupek" detektorů, jejichž funkce se vzájemně doplňuje:
l Vnitřní dráhový detektor - tracker
Vnitřní část detektoru začíná velmi blízko (zpravidla několik cm) od místa interakce a je tvořena velkým množstvím elementárních detektorů (detekčních "pixelů" a kanálků) - polovodičových a ionizačních komůrek, které slouží jako tzv. trackery - elektronické detektory drah nabitých částic. Jsou uloženy v několika vrstvách, aby bylo možno elektronicky rekonstruovat dráhy částic vylétajících s místa interakce. Nejlepší poziční rozlišení mají pixelové polovodičové detektory, které se umisťují do nejvnitřnější vrstvy, nejblíže místu primární interakce. Dále se používají polovodičové stripové a driftové detektory (viz §2.5 "
Polovodičové detektory"). Dráha, náboj a hybnost částic může být dále určována v následující vrstvě pozičně citlivých mnohodrátových driftových ionizačních komor; ze zakřivení dráhy v magnetickém poli se určuje náboj a hybnost částice. Krátkožijící částice ukončují svou dráhu (rozpadají se na další částice) již v prostoru vnitřních dráhových detektorů, zatímco vysokoenergetické stabilní či dlouhožijící částice volně (bez významné ztráty energie) prolétají dráhovým detektorem ven do dalších vrstev detekčního systému.
l Spektrometr - kalorimetr
Dále následuje vrstva spektrometrická, zvaná kalorimetr, kde se měří energie vylétajících částic. Jeho úkolem je pohltit celou energii částice a poskytnout výstupní signál úměrný této energii. Tato vrstva je tvořena absorbujícím materiálem, proloženým detektory. V tzv. hadronovém kalorimetru vysokoenergetické hadrony (protony, neutrony, piony) při průletu absorbujícím materiálem "fotojadernými" tříštivými reakcemi s jádry produkují větší množství dalších sekundárních hadronů, které dále podobným způsobem interagují s jádry materiálu - vzniká tak postupně se rozšiřující sprška ionizujících částic, které jsou registrovány proloženými detektory. Tzv. elektromagnetický kalorimetr je optimalizován pro detekci částic interagujících elektromagnetickou interakcí (fotony, elektrony, pozitrony a další leptony). Při průletu vysokoenergetických elektronů a pozitronů materiálem dochází k produkci brzdného záření ve formě fotonů vysokých energií. A fotony vysokých energií při průletu látkou produkují elektron-pozitronové páry. Výsledkem interakce vysokoenergetických fotonů, elektronů a pozitronů s materiálem kalorimetru je elektron-fotonová sprška, tvořená větším počtem elektronů, pozitronů a fotonů. Pro detekci vzniklých energetických částic jsou vhodné scintilační detektory (viz §2.4 "
Scintilační detektory"), zvláště materiály s vysokou hustotou jako jsou krystaly BGO, LSO nebo PbWO4, které mají dobrou konverzní účinnost i pro fotony vyšších energií.
l Mionový spektrometr
Poslední, vnější válcová vrstva detekuje pronikavé částice, miony
m, které prolétají ven. Je tvořena velkým počtem velkých ionizačních komor, umístěných v magnetickém poli, které vyhodnocují zakřivené dráhy mionů pro stanovení jejich náboje (+,-) a hybnosti.
  Detekční systém dále obsahuje cívky (často supravodivé) vytvářející silné magnetické pole, zakřivující dráhy nabitých částic; slouží to k měření hybností a nábojů těchto částic.
  Jak již bylo řečeno, úkolem těchto komplexních detekčních systémů je zachytit pokud možno všechny částice, které se rozlétají ve všech směrech od místa interakce. Detekční systém má proto tvar válce, jakéhosi "hrnce", obklopujícího místo interakce. Aby neunikly ani částice letící v malých úhlech podél osy, jsou detektory kruhově rozmístěny i na obou koncích válce - tvoří jakési "pokličky" (na obr.2.1.3 dole nejsou zakresleny). Jelikož částice vznikající při interakcích na velkých urychlovačích mají zpravidla vysoké energie, implikuje to velké rozměry a hmotnost detekčního systému, aby žádné částice neunikly bez detekce. V každém případě však uniknou neutrální slabě interagující částice jako jsou neutrina.
  Nejsložitější detekční systémy tohoto druhu (nazvané ATLAS, ALICE, CMS) jsou budovány při největším urychlovači LHC v CERN (§1.5, část "Velké urychlovače").
  Složité detekční systémy velkého počtu detektorů se dále používají v experimentech pro detekci neutrin (§1.2, část "Neutrina") a kosmického záření, např. observatoř AUGER (§1.6, část "Kosmické záření", pasáž "Detekce a spektrometrie kosmického záření").

Elektronické zapojení a zpracování signálů z detektorů
Elektronické detektory záření jsou zapojeny do příslušných elektrických obvodů, které zajišťují dvě důležité funkce:
¨ Elektrické napájení detektoru
Pro správnou funkci detektoru musí být přivedeno patřičné napájecí napětí, aby detekované ionizující záření mohlo v detektoru způsobit příslušné elektrické změny, vyvolávající výstupní elektrický signál - odezvu detektoru na záření. Rozeznáváme dva druhy napájecích zdrojů:
  - Zdroje nízkého napětí cca 5-24V, sloužící k napájení elektronických obvodů osazených polovodičovými součástkami: zesilovačů, diskriminátorů, koincidenčních obvodů, čitačů, indikátorů a pod.
  - Zdroje vysokého napětí cca 100-2000V, které je potřebné pro funkci fotonásobičů, některých polovodičových detektorů, ionizačních komor.
  U složitějších detekčních aparatur je potřeba další napájecí napětí pro elektromagnety či motorický pohyb konstrukčních dílů detektoru.
¨ Elektronické zpracování signálu a vyhodnocování výsledků
Primární elektrický signál z výstupu detektoru je zpravidla značně slabý (má malou amplitudu), takže v první fázi je třeba jej zesílit (obr.2.1.1). Zesílení může být i dvoustupňové: hned na výstupu detektoru je citlivý předzesilovač, částečně zesílený signál je pak ve vyhodnocovací aparatuře zesílen v zesilovači na požadovanou úroveň.
  Následuje pak další zpracování - analýza signálu a jeho záznam či registrace v čitači nebo paměti počítače. Součástí zpracování signálu může být vhodné tvarování impulsů a jejich třídění (diskriminace) podle amplitudy. U systémů dvou či více detektorů se signály z jednotlivých detektorů zpracovávají buď nezávisle (u monitorovacích systémů nebo vídetektorových měřičů vzorků), nebo společně. Nejjednodušším společným zpracováním je prostá sumace signálu - systém se pak chová jako jeden "větší" detektor. Při detekci složitěji strukturovaného záření, především korelovaných dvojic kvant, se často používá zapojení detektorů v koncidenci nebo antikoincidenci. Při koincidenčním zapojení se na výstupu objeví signál jen tehdy, když k detekci došlo současně v obou detektorech *)
- využívá se např. v pozitronové emisní tomografii PET. Naopak v antikoicidenčním zapojení signál projde jen tehdy, když v daném okamžiku k detekci dojde jen na jenom detektoru a na druhém nikoli (současná detekce je vyloučena). Výhodnou vlastností koncidečního zapojení je podstatné snížení šumů a dalších rušivých impulsů.
*) Ve speciálních případech se používá i tzv. zpožděná koincidence - detekují se případy, kdy mezi detekcí na jednom a druhém detektoru uplyne předvolená krátká doba (zpravidla menší než ms).
  U složitých systémů mnoha detektorů jsou zařazeny i tzv. trigrovací obvody, které spouštějí proces detekce v systému velkého počtu detektorů jen pro částice vybraných vlastností (např. úhlu výletu, energie). Pomáhá to redukovat velký počet "balastních" impulsů, který by zahlcovaly systém a znesnadňovaly hledání "užitečných" signálů. Provádí se zde často velmi komplikované zpracování - processing - zahrnující aritmetické operace mezi velikostmi jednotlivých signálů, procesy vážení a další manipulace, podle fyzikálně-matematického modelu zkoumaného radiačního děje.

Obecné fyzikální a přístrojové vlivy při detekci a spektrometrii
Úkolem detekce a spektrometrie záření je objektivní měření počtu kvant, energií, intenzit a dalších charakteristik ionizujícího záření. Zcela přesné měření se 100% účinností je však jen ideální předpoklad, ve skutečnosti se v měřícím procesu projevuje řada nepříznivých fyzikálních a technických vlivů, omezujících možnosti měření či zkreslujících výsledky. U jednotlivých typů detektorů budou níže tyto vlivy konkrétně rozebírány. Zde si zmíníme některé společné fyzikální a přístrojové vlivy, které budeme diskutovat především pro obecný případ spektrometrie, kde je situace nejsložitější; některé z těchto vlivů se pak uplatňují i v jednodušších případech prosté detekce záření.

Detekční účinnost a citlivost
Úkolem radiometrických detekčních přístrojů je objektivní měření intenzity záření či počtu jeho kvant v daném místě, nebo emitovaných z radioaktivního vzorku. Optimální situace "100% účinnosti", kdy přístroj bude registrovat každé kvantum analyzovaného záření, je splněna málokdy - určitá část záření z fyzikálních či konstrukčních důvodů obvykle není detekována. Důležitým parametrem radiometru je jeho detekční účinnost, zvaná též někdy citlivost *) přístroje.
*) Není však úplně správné zaměňovat citlivost a účinnost detekce. Slovo "citlivost" totiž může vyjadřovat i jiné vlastnosti detektoru. Z obecného hlediska citlivost znamená schopnost nějakého čidla reagovat na určité podněty. Citlivost detektoru vyjadřuje schopnost detektoru reagovat na záření - při vstupu daného druhu záření vytvářet zpracovatelný signál. Kvantitativní míra této citlivosti se pak vyjadřuje jako detekční účinnost. Někdy se též pod citlivostí detektoru rozumí nejmenší detekovatelná intenzita záření, nebo nejmenší detekovatelná aktivita vzorku a pod., kterou je daný detektor schopen ještě změřit (odlišit ji od radiačního pozadí v kontextu se statistickými fluktuacemi a dalšími chybami měření).
Rozeznáváme dva druhy detekční účinnosti:
¨ Absolutní (celková) detekční účinnost měření
je poměr počtu impulsů zaznamenaných detektorem k počtu kvant vyzářených zdrojem za daný čas, popř. poměr četnosti impulsů z detektoru k celkovému toku (fluenci) v poli či svazku záření. Absolutní detekční účinnost závisí na geometrickém uspořádání zdroje a detektoru
(viz níže §2.7 "Měření radioaktivity vzorků", geometrie 2p, 4p), na příp. absorbci záření v prostředí mezi zdrojem a detektorem a samozřejmě též na vlastní vnitřní účinosti použitého detektoru.
¨ Vnitřní detekční účinnost h detektoru
je dána pravděpodobností registrace kvant záření procházejících citlivou oblastí detektoru. Vyjadřuje se jako poměr počtu impulsů zaznamenaných detektorem k počtu kvant daného druhu záření, které vstoupily do detektoru
(do jeho vstupního okénka); udává se v procentech (0%<h<100%).
  Počet impulsů registrovaných na výstupu detektoru je vždy poněkud menší (často i výrazně menší) než počet kvant záření vlétajících do detektoru. Jednak se některé částice přilétající k detektoru vůbec nemusejí dostat do citlivého objemu, protože byly pohlceny materiálem obalu či vstupního okénka. Jiná kvanta, např. vysokoenergetické fotony gama, mohou zase prolétnout citlivým objemem detektoru bez interakce (a tudíž bez odezvy a registrace). I když dojde k ionizační interakci v materálu detektoru, mohou vzniklé elektrony a ionty zrekombinovat, nebo energie elektronů může být předána jiným atomům a molekulám mimo např. luminiscenční centra... - vede jen k nepatrnému zvýšení teploty materiálu detektoru. Tyto "parazitní" jevy snižují počet impulsů na výstupu - snižují účinnost detekce.
  
Vnitřní detekční účinnost, která je vlastní charakteristikou daného detektoru (jeho typu a dokonce konkrétního kusu), je dána řadou fyzikálních a technických okolností. Především je to účinný průřez interakce daného druhu kvant s materiálem detektoru. Dále je to velikost citlivého objemu, absorbční vlastnosti konstrukčních materiálů - hlavně vstupního okénka, "konkurenční" procesy interakce bez produkce užitečného signálu, mrtvá doba, elektronické zpracování a analýza signálu. Těmito jevy se budeme zabývat konkrétně u jednotlivých druhů detektorů.
  Při většině aplikací ionizujícího záření přirozeně požadujeme co nejlepší detekční účinnost. V případě vysoké intenzity měřeného záření by však vysoká detekční účinnost mohla vést k zahlcení detektoru, vysoké ztrátě mrtvou dobou, ke kumulativním efektům a dalším jevům vedoucím k porušení linearity odezvy, zhoršení přesnosti měření, v krajním případě dokonce k poškození detektoru. V takových případech volíme raději detektor s menší detekční účinností, popř. uměle snížíme celkovou detekční účinnost vhodnou kolimací či filtrací záření před detektorem, nebo zvětšením vzdálenosti mezi zdrojem a detektorem. Měříme pak sice nižší tok signálu (odezvu), ale zato korektně. Při vhodné kalibraci měříme určitý reprezentativní vzorek analyzovaného záření.

Časové rozlišení a mrtvá doba
Mezi okamžikem interakce kvanta záření v citlivém objemu detektoru a elektrickým impulsem na výstupu detektoru existuje jisté časové zpoždění. Je způsobeno především dvěma faktory:

1. Fyzikální procesy v samotném detektoru - předávání energie, vznik ionizace, šíření elektronů a iontů v materiálu detektoru, sběr náboje elektrodami, časové doby deexcitací, doba trvání scintilací a pod. Doba odezvy vlastního detektoru závisí na druhu detektoru, velikosti citlivé oblasti (detektory menších rozměrů jsou rychlejší), materiálu a konstrukčním řešení. Pohybuje se od desítek mikrosekund u G.-M. detektorů po jednotky nanosekund u scintilačních detektorů.
2. Elektrické procesy v elektronických obvodech - strmost náběhu a doznívání elektrických impulsů, nabíjení a vybíjení kondenzátorů, rychlost odezvy polovodičových součástek. Rozhodující jsou zde vlastnosti především obvodů vstupního předzesilovače. Současné elektronické obvody jsou značně rychlé, doba jejich odezvy je v oblasti nanosekund.
   Jednotlivá kvanta záření přicházejí do detektoru s nepravidelnými "časovými rozestupy", při vyšší intenzitě záření přicházejí částice velmi rychle za sebou, s nepatrnými časovými intervaly. Žádný elektronický detektor nepracuje "nekonečně rychle", má konečnou časovou rozlišovací schopnost.
¨ Časové rozlišení
je čas, který detektor potřebuje ke zpracování a registraci odezvového signálu od jednoho kvanta záření.
¨ Mrtvá doba
detektoru je časový interval od detekce jednoho kvanta, po kterou detektor není schopen správně detekovat další kvanta. Během této doby je detektor buď necitlivý k záření, nebo příp. druhý odezvový signál by byl složen s prvním
(např. pile-up efekt, viz níže §2.4, část "Scintilační spektrum").
  Mrtvá doba detektoru způsobuje, že některá kvanta, která přicházejí "příliš rychle po sobě", nejsou detekována. Vede to ke snižování detekční účinnosti, přičemž (a to je nejhorší) tato detekční účinnost není konstantní, ale je závislá na intenzitě analyzovaného záření - vzniká nelinearita odezvy. To může vést k výrazným chybám v měřících procedurách.
  Problematika mrtvé doby, jejího měření a korekce, bude podrobněji rozebírána níže v §2.3, část "Mrtvá doba").

Pozadí detektoru
U každého reálného měřícího zařízení, a tedy i radiometru, se přes měřený signál překládá a superponuje "nulový" signál - tzv. pozadí (background). Pozadí radiometrického detekčního přístroje má obecně trojí původ:
1. Vnější záření z okolního prostoru - malé množství ionizujícího záření je vždy přítomno v našem životním prostředí i v laboratoři. Toto záření pochází z mnoha zdrojů, jako je kosmické záření a jeho interakce s atmosférou, zemské záření z radioaktivních minerálů v půdě a horninách, ze stavebních materiálů budov (tam je to především draslík 40K), z pynného radonu, ze spadu při zkouškách jaderných zbraní a jaderných haváriích. Dále to může být záření z okolních nedostatečně stíněných zdrojů, radioaktivita konstrukčních dílů spektrometru a pod. Pozadí z vnějšího prostoru lze výrazně omezit důkladným stíněním detektoru. Pozadí nestíněného a stíněného detektoru je detailně porovnáno níže na obr.2.1.5.
2. Vnitřní radioaktivita materiálu detektoru, která může být dvojího původu:
¨ Citlivý materiál detektoru může obsahovat dlouhodobé přírodní radionuklidy. Tyto přírodní radionuklidy jsou všudypřítomné a dokonale od nich vyčistit materiál detektoru je obtížné. V organických scintilátorech bývá přítomno nepatrné množství radiouhlíku 14C. Z běžně používaných detektorů má nejvyšší vnitřní radioaktivitu scintilátor LSO (cca 250Bq/cm3 přírodního radioisotopu 176Lu - viz část "Scintilátory ...", pasáž "Vnitřní radioaktivita LSO").
¨ Uvnitř detektoru může vlivem vnějšího záření docházet k jaderným reakcím a k aktivaci materiálu detektoru. Mohou přitom vznikat krátkodobé i dlouhodobé radionuklidy, které vnitřně kontaminují detektor (tyto jevy jsou podrobněji rozebírány níže v části "Stárnutí a radiační opotřebení detektorů", pasáž "Jaderné reakce a indukovaná radioaktivita uvnitř detektorů").
  Radionuklidy (přírodní i indukované) obsažené v materiálu detektoru při svých radioaktivních přeměnách emitují kvanta záření, hlavně beta a gama, která jsou s vysokou účinností detekována. Toto vnitřní radiační pozadí přispívá k celkovému pozadí detektoru.
3. Elektrický šum přístroje vznikající v důsledku kvantových fluktuací pohybu elektrických nábojů v samotném detektoru, ve fotonásobiči (v případě scintilačních detektorů) a zesilovacích elektronických obvodech. Šum radiometru lze výrazně snížit chlazením detektoru a předzesilovače na teplotu kapalného dusíku nebo dokonce hélia. Elektronicky lze výsledný šum snížit vhodným nastavením dolní diskriminační hladiny nebo použitím koincidenčního zapojení dvou či více detektorů.
  Pro korektní měření musí být pozadí odečteno od výsledných měřených hodnot. Problémy nastávají, když měřené záření je natolik slabé, že je srovnatelné s intenzitou pozadí. Pozadí nám nepříznivě zvyšuje minimálně detekovatelnou intenzitu záření či minimálně detekovatelnou aktivitu radionuklidů - snižuje citlivost detekce.
Kombinatorické pozadí 
U složitějších vícedetektorových systémů (jako je výše na obr.2.1.3), kde výsledná měřící odezva vzniká určitou kombinací signálů z jednotlivých detektorů, může při souběžné detekci velkého počtu částic dojít k nesprávnému spárování koincidenčních či antikoincidenčních signálů, pocházejících z různých, vzájemně nesouvisejících procesů. Falešná data vznikající tímto způsobem se někdy označují jako kombinatorické pozadí. Hraje negativní úlohu zvláště u složitých detekčních systémů u urychlovačů, kdy při interakcích vzniká prakticky současně velké množství kvant a zkoumané vzácné jevy se pak v kombinatorickém pozadí mohou ztrácet.

Spektrum
  Obecné fyzikální a přístrojové vlivy mají svá specifika u radiometrů pracujících ve spektrometrickém režimu. V ideálním případě by se měřené (přístrojové) spektrum n = n(E) mělo shodovat se skutečným (fyzikálním) spektrem N = N(E) emitovaného záření. Ve skutečnosti se však měřené spektrum od skutečného liší v důsledku některých zkreslujících fyzikálních a přístrojových efektů :

Dalšími vlivy, které mohou ovlivňovat přesnost radiometrických (a zvláště spektroskopických) měření, je příp. mechanická a tepelná nestabilita, vliv vnějších polí (především fotonásobiče u scintilačních detektorů jsou značně citlivé na magnetické pole) a selektivita detektoru (poměr citlivosti detektoru pro registraci požadovaného druhu záření vzhlem k citlivosti pro registraci jiných druhů záření).

Specifické vlastnosti a použití různých druhů detektorů
Specifické vlastnosti různých typů a konstrukčních provedení detektorů je nutné pečlivě uvážit při jejich použití v různých aplikacích ionizujícího záření. Silné toky záření (např. v ozařovacích svazcích v radioterapii) měříme nejlépe ionizační komorou, která má nízkou detekční účinnost, ale vykazuje lineární odezvu i pro vysoké intenzity záření. Operační monitorování slabšího a středně silného záření pro účely radiační ochrany, kde principiálně nelze dosáhnout vysoké přesnosti, nejčastěji provádíme G.M. nebo proporcionálními detektory. Měření radioaktivních vzorků, přírodních materiálů a radiace životního prostředí se provádí pomocí vysoce citlivých scintilačních a polovodičových detektorů, s nízkým vlastním pozadím
(není zde např. vhodný scintilátor LSO s poměrně značnou vnitřní přírodní radioaktivitou). V neutronové aktivační analýze, rentgen-fluorescenční analýze a v badatelském výzkumu jaderné fyziky se používají polovodičové spektrometry s vysokým energetickým rozlišením. Přesnou spektrometrii nabitých částic - elektronů (záření beta), protonů, alfa-částic - lze provádět pouze na magnetických (příp. elektrostatických) spektrometrech (v nichž však jako čidlo může sloužit nespektrometrický detektor). Detekce vysokoenergetického kosmického záření a neutrin se experimentálně provádí především pomocí Čerenkovových detektorů. V nukleární medicíně, kde potřebujeme vysokou detekční účinnost, přičemž není nutné vysoké energetické rozlišení, se používají scintilační detektory a jejich zobrazovací systémy - gamakamery. U hybridních kombinací PET/MRI (pozitronová emisní tomografie + nukleární magnetická rezonance) se ve scintilačních detektorech PET kamery místo fotonásobičů, které by nepříznivě ovlivňovalo magnetické pole, používají speciální polovodičové fotodiody.
  Všechny tyto aspekty vhodnosti použití různých druhů detektorů budou podrobněji diskutovány níže v této kapitole (§2.3 - 2.8), v příslušných částech kap.3 "Aplikace ionizujícího záření", kap.4 "Radionuklidová scintigrafie", pro neutrina pak v §1.2, část "Neutrina - "duchové" mezi částicemi", pro kosmické záření v §1.6, pasáž "Detekce a spektrometrie kosmického záření".

Detekce záření podle druhu, energie a intenzity
Volba detekčních metod a přístrojů závisí přirozeně především na vlastnostech záření, které chceme analyzovat - na druhu záření, energii jeho kvant a jejich četnosti (intenzitě záření). Zmíníme zde některé problémy, s nimiž se obecně setkáváme při detekci záření různých druhů, energií a intenzit. Nejdříve si všimneme druhu záření:
¨ Fotonové g a X záření
se díky své pronikavosti relativně nejsnadněji detekuje s pomocí ionizačních komor (včetně G-M detektorů), scintilačních a polovodičových detektorů. Týká se to zvláště záření středních energií desítky až stovky keV a intenzity cca 10
¸104 fotonů/sekundu. Podrobnosti níže §2.4 "Scintilační detekce a spektrometrie záření gama", §2.5 "Polovodičové detektory".
¨ Korpuskulární záření a, b, p+
se detekuje obtížněji - vlivem své malé pronikavosti v látce se obtížně dostává do citlivého objemu detektoru, často je absorbováno již v materiálu samotného vzorku - viz níže "
Detekce záření alfa, beta". Účinnou detekci lze realizovat pomocí speciálních metod, např. použitím kapalných scintilátorů.
¨ Neutrinové záření
je nejobtížněji detekovatelné ze všech známých druhů záření, vzhledem ke krajně slabé interakci neutrin s látkou. Daří se jen velmi omezeně detekovat pomocí rozsáhlých detekčních systémů - viz §1.2, část "
Neutrina".
 Dále záleží na intenzitě detekovaného záření:
l Záření střední intenzity,
cca 10
¸105 částic za sekundu, se opět poměrně snadno detekuje, pokud máme k dispozici detektor dostatečně citlivý k danému druhu záření (s dostatečnou detekční účinností).
l Záření nízké intenzity,
podstatně slabší než 1částice/sekundu, je obtížné přesně měřit. Bývá přezářeno přírodním pozadím a šumy v detektoru, naměřené hodnoty jsou výrazně ovlivněny statistickými fluktuacemi. Je žádoucí použít detektory s vyskou detekční účinností a nízkou úrovní vlastního pozadí, dobře stíněné vůči vnější radiaci, včetně přírodního radiačního pozadí. Pro snížení vlivu statistických fluktuací jsou měřící časy značně dlouhé - abychom nastřádali dostatečný (statisticky významný) počet užitečných impulsů.
l Záření vysoké intenzity,
např. desítky milionů částic/sekundu, může zahltit detektor (mrtvá doba, kumulativní procesy) a znemožnit přesné měření. Při expozici silným zářením může v materiálu detektoru docházet k radiačně indukovaných chemickým reakcím, zhoršujícím vlastnosti detektoru - snižování detekční účinnosti a zhoršení rozlišení. Těsně po takovéto nadměrné expozici může detektor vykazovat zvýšené vlastní pozadí, způsobované deexcitací metastabilních hladin a chemiluminiscencí molekul, radiačně uvolněných v detektoru během intenzívní expozice. Exrémní intenzita záření může detektor i nevratně poškodit! Pro měření silného záření se používají vhodné detektory s nízkou detekční účinností a lineární odezvou, jako jsou ionizační komory. Dále, pomocí odstínění či kolimace můžeme vymezit určitý definovaný "vzorek" analyzovaného záření a ten korektně měřit i s pomocí citlivého detektoru.
  Metodika detekce záření je výrazně závislá i na energii kvant záření:
× Záření střední energie,
jednotky keV až desítky MeV, lze v případě obvyklých druhů záření (
g, b, a, p+, ...) bez větších problémů detekovat s použitím ionizačních komor, scintilačních a polovodičových detektorů.
× Záření nízkých energií,
menších než cca 1keV, se velmi obtížně detekuje. Vzhledem k vysoké absorbci v látce (malé pronikavosti) obtížně proniká do citlivého objemu detektoru a vzbuzuje v něm nízkou odezvu, často překrytou kvantovými šumy. Korpuskulární záření nízkých energií bývá často nedetekovatelné (absolutně to platí pro neutrina vzhledem k jejich nepatrnému účinnému průřezu interakce s látkou).
× Záření vysokých energií,
vyšších než stovky MeV, řádu GeV a TeV, vykazje často nízký účinný průřez interakce s látkou detektoru, což snižuje detekční účinnost - většina kvant může detektorem proletět bez odezvy. Zvláště spektrometrie takového záření je obtížná, neboť vysokoenergetická kvanta ztrácejí v běžných detektorech jen malou část své energie. Používají se zde speciální robustní detekční systémy, zvané kalorimery, sestavené z masívních absorbčních vrstev, proložených detektory (ty detekují vznikající spršky sekundárních částic). S vysokými energiemi se můžeme setkat u velkých urychlovačů nebo v kosmickém záření. Vedle technických obtíží měření vysokoenergetického záření je třeba upozornit i na riziko radiačně indukované vnitřní radioaktivní kontaminace materiálu detektoru, podrobněji diskutované v následujícím odstavci, pasáži "
Jaderné reakce a indukovaná radioaktivita uvnitř detektorů".

Stárnutí a radiační opotřebení detektorů
Jako každý přístroj (a předmět a materiál vůbec...), i detektor ionizujícího záření není neměnný a věčný. Jeho vlastnosti se s časem a během používání mění. Změny vlastností mohou být krátkodobé či dlouhodobé, reverzibilní a ireverzibilmí. Krátkodobé reverzibilní změny - nestability přístroje - byly zmíněny výše. Náhlé ireverzibilní změny patří do kategorie poruch přístroje. Zde se stručně dotkneme dlouhodobějších ireverzibilních změn - "stárnutí" detektorů. V praxi můžeme rozeznávat dva druhy těchto ireverzibilních časových změn vlastností detektoru:
l Samovolné časové změny vlastností detektoru
v důsledku fyzikálních a chemických vlivů uvnitř, nebo působením s okolním prostředím. Typickým příkladem je zde žloutnutí scintilačních krystalů NaI(Tl), zhoršování optického kontaktu mezi scintilátorem a fotonásobičem, nebo pozvolné změny tlaku plynu v ionizačních komorách (např. unikání plynu netěsností komory).
l Radiační poškozování a vyčerpání detekčního materiálu
v důsledku fyzikálně-chemických procesů při interakcích s detekovaným zářením. Při detekci záření
g a b nižších a středních energií dochází k excitacím a ionizacím o nízké hustotě, přičemž následná deexcitace a rekombinace většinou vede k obnovení původních vlastností materiálu. Scintilační nebo ionizační detektory g a b mohou pracovat mnoho let, aniž by docházelo k jejich výraznějšímu opotřebení. Při detekci těžkých nabitých částic a neutronů dochází k masívním ionizacím, nebo dokonce k jaderným reakcím, při nichž je lokálně předávána značná energie. Dochází k poškozování krystalové mřížky, k chemickým změnám, nebo dokonce k transmutacím atomů materiálu detektoru (viz níže následující odstavec). Aktivní oblast detektoru se tím radiačně poškozuje a vyčerpává.
  Všechny tyto jevy vedou k postupnému snižování detekční účinnosti a u složitějších detektorů i ke zhoršování dalších parametrů jako je energetické rozlišení, prostorové rozlišení, homogenita a linearita zobrazení. Stárnutí a radiační opotřebení detektorů se výrazně projevuje v systémech, kde jsou detektory dlouhodobě vystaveny vysokým tokům energetického záření. Jsou to např. monitorovací detektory v jaderných reaktorech, detekční systémy (trackery a kalorimetry) sekundárních částic na urychlovačích, dozimetrické přístroje na ozařovačích v radioterapii. Vede to k omezené životnosti detektorů.
Radiační poškození detektoru intenzívním tokem záření
Silný tok ionizujícího záření v detektoru vyvolává radiolýzu a disociaci molekul materiálu detektoru, např. u NaI(Tl) detektoru NaI ® Na+ + I-. Disociované molekuly mohou rekombinovat okamžitě nebo s určitým časovým zpožděním. Při rekombinacích jsou často emitovány světelné fotony - dochází k chemiluminiscenci. Pokud disociace molekul scintilátoru přetrvává delší dobu, mohou tyto fotony, registrované fotonásobičem, výrazně zvyšovat vnitřní pozadí detektoru v oblasti impulsů nízkých amplitud-energií. Tento jev trvá přechodnou dobu, po dokončení rekombinací se vnitřní pozadí rychle vrací na původní hodnotu.
  Ionizační komory jsou jsou značně "odolné" vůči silným tokům záření, které mohou s téměř lineární odezvou meřit ve velkém rozsahu intenzit. Scintilační detektory v "zapnutém" režimu (s vysokým napětím na dynodách) nesmí být vystaveny vysokým tokům záření (>cca 10
7 kvat/s), aby nedošlo k přetížení dynod fotonásobiče vysokým tokem elektronů a k jejich nevratnému poškození!
Jaderné reakce a indukovaná radioaktivita uvnitř detektorů
Pokud do detektoru vstupuje záření vysokých energií (>10MeV) nebo neutronové záření, může v materiálu detektoru (jakož i v konstrukčním materiálu obalu, stínění a kolimátoru) docházet k (foto)jaderným reakcím (viz §1.3 "Jaderné reakce a jaderná energie" a §1.6 "Ionizující záření", část "Interakce záření gama a X" a "Neutronové záření a jeho interakce"). Při některých z těchto reakcí mohou být produkována radioaktivní jádra - uvnitř detektoru vzniká indukovaná radioaktivita, dochází k vnitřní radioaktivní kontaminaci detektoru. Takto vnitřně aktivovaný detektor po expozici vysokoenergetickým nebo neutronovým zářením může mít zhoršené detekční vlastnosti: vykazuje vyšší vnitřní pozadí a při spektrometrické analýze je vidět rušivé arteficielní spektrum - spojité beta, nebo píky gama či charakteristického X-záření. Tento jev naštěstí trvá po přechodnou dobu, než se indukovaná radioaktivita s příslušným poločasem rozpadu vyzáří. Na tuto okolnost je však třeba brát zřetel, pokud chceme měřit s detektorem, který se předtím nacházel v poli vysokoenergetického nebo neutronovéjo záření (ať již při vlastním měření, nebo i vypnutý). Indukovaná aktivita může činit i mnoho kBq, což může znehodnotit zvláště citlivá měření slabých toků záření a nízkých aktivit.
Vnitřní aktivace scintilačního detektoru NaI(Tl) 
Příkladem tohoto jevu může být scintilační NaI(Tl) detektor (podrobně rozebíraný níže "Scintilační detekce a spektrometrie"). Vlivem neutronů může uvnitř krystalu docházet k jaderným reakcím (n,g): 127I + n ® 128I + g, při nichž z původního neaktivního jódu-127 vzniká radioaktivní jód-128, který se s poločasem 25 min. b--rozpadem (Ebmax=2,12MeV) přeměňuje na stabilní 128Xe a z 6,5% elektronovým záchytem na 128Te. Vedle beta záření se spojitým spektrem se emituje i záření gama 441keV a chakteristické X-záření. Tato vnitřně indukovaná aktivita 128I vytváří arteficielní spojité b-spektrum sahající až přes 2MeV a pík charakteristického X-záření teluru 26keV. Jev trvá s klesající tendencí po několik hodin, až do rozpadu jódu-128.
  Podobně, při ozáření vysokoenergetickým fotonovým zářením
(energie větší než cca 15MeV) může uvnitř krystalu NaI(Tl) docházet k fotojaderným reakcím (g,n) 127I + g ® 126I + n, při nichž vzniká radioaktivní jód-126, který se s poločasem 13 dní přeměňuje ve 44% b--rozpadem (Ebmax=1,25MeV) na stabilní 126Xe a z 55% elektronovým záchytem na 126Te. Vedle elektronového beta záření se spojitým spektrem (sahajícím přes 1MeV) se emituje i gama záření 386keV a 667keV, jakož i charakteristické X-záření Te o energii 26keV. V tomto případě je detektor vnitřně kontaminován po dobu několika týdnů!
  Scintilační spektrum této vnitřní kontaminace, měřené tím samým detektorem, má výrazné odlišnosti od spekter příslušných radionuklidů z vnějších zdrojů. Některá kvanta
b, g, X jsou detekována koincidenčně, takže výsledné impulsy se sumují. Vede to k tomu, že některé píky gama nejsou ve spektru přítomny (zdánlivá "záhada ztraceného gama") - jejich impulsy sečtené se signály z elektronů padnou do spojitého spektra beta; z tohoto důvodu ve spektru nevidíme např. g-pík 411keV 128I či pík 386keV 126I. Jiné píky mají posunuté energie vlivem superpozice s charakteristickým X-zářením; např. pík g 667keV 126I vidíme rozšířený a ve vyšší pozici kolem 690keV, vzniklé koincidenčním sečtením s charakteristickým X-zářením 26keV.
  U polovodičových detektorů na bázi germania může vznikat radionuklid 71Ge (rozpadá se elektronovým záchytem, T1/2=11,4dne) buď neutronovým záchytem ze stabilního 70Ge, nebo fotojadernou reakcí (g,n) z 72Ge. Neutronovým záchytem zde mohou dále vznikat některé radioisotopy galia, např. 72Ga (T1/2=14hod., b- 3,15MeV, řada linií g od 0,6 do 2,5 MeV) a v menším množství několik dalších krátkodobých.
U křemíkových polovodičových detektorů se může indukovat jen menší množství krátkodobých isotopů - neutronovou nebo
g aktivací isotopy hliníku, např. 28Al (T1/2=2,3min., b- 2,85MeV, g 1,78 MeV).
V ionizačních komorách plněných xenonem (který je směsí řady stabilních isotopů z
124-136Xe), mohou neutronovou nebo gama aktivací vznikat různé radioisotopy jódu (včetně známého 131I) a xenonu, ovšem vzhledem k nízké hustotě plynného xenonu jen v malém množství, které obvykle neovliňuje vlastnosti komory.

2.2. Fotografická detekce ionizujícího záření. Materiálové detektory.
Všechny fotografické a materiálové detektory pracují v kumulativním (integrálním) režimu ve smyslu klasifikace v §2.1. Popíšeme si nejprve fotografickou detekci, která je nejrozšířenější.
  Vnikne-li ionizující záření do fotografického materiálu *) obsahujícího halogenidy stříbra (jako je bromid stříbrný AgBr), dochází v místech s ionizací k fotochemické reakci.
*) Použití fotografických materiálů bylo první a nejstarší metodou indikace jaderného záření; pomocí ní ostatně H.Becquerel objevil radioaktivitu uranové rudy.
Fotochemická reakce 
Pod fotochemickou reakcí obecně rozumíme každou chemickou reakci, vyvolanou dopadem světla či jiného záření - interakcí kvant záření (fotonů, elektronů, protonů,
a-částic atd.) s atomy a molekulami látky. Nejdůležitější fotochemickou reakcí v přírodě je fotosyntéza u rostlin. Ve fotografii se využívají fotochemické reakce, vedoucí k takovým chemickým změnám ve světlocitlivém materiálu, které mohou být použity ke zviditelnění prostorového rozložení záření - k fotografickému zobrazení.
  Fotografické (světlocitlivé) materiály jsou tvořeny drobnými krystalky halogenidu stříbra (nyní je to téměř vždy bromid stříbrný, velikost krystalků cca 1
mm, hustota cca 109/cm2), které jsou rozptýleny v žalatinové vrstvě. Tato tzv. fotografická emulze je nanesena na povrchu plastové fólie - filmu; dříve se používaly i skleněné fotografické desky. V molekule bromidu stříbrného AgBr jsou atomy stříbra a bromu vázány iontovou vazbou - Ag+Br-, která je poměrně slabá; krystalová mřížka AgBr tvoří kubickou soustavu.
  Klasická fotochemická reakce je způsobena pohlcením světelného fotonu f, jehož energií h.
n se z vázaného atomu bromu (bromidového iontu Br-) uvolní elektron: Br- + f ® Br + e-. Uvolněný elektron může být pohlcen některým iontem stříbra Ag+ vázaným v bromidu: Ag+ + e- ® Ag, čímž vznikne neutrální atom stříbra. Toto je primární fotochemická reakce, při níž energie fotonu musí být vyšší než vazebná energie molekuly, která se štěpí při fotolýze. Vlivem těchto procesů dochází k rozpadu (fotolýze) bromidu stříbrného. Podobná fotochemická reakce vzniká i při ozáření fotografického materiálu ionizujícím zářením, které způsobuje rozpad - radiolýzu - bromidu stříbrného. Výsledkem je uvolňování atomů stříbra z jeho vazby ze sloučeniny AgBr a vznik latentního obrazu.
  Na takto exponované vrstvě bychom prostým okem zpočátku nic neviděli, obraz je "skrytý" (latentní), tvořený jen řídce rozloženými atomy stříbra. Fyzikálně-chemická změna v krystalcích bromidu stříbrného je zviditelněna teprve při vyvolání. Vyvolávací proces je elektrochemická reakce, při níž primárně dochází k přenosu elektronů z vyvolávacího činidla na AgBr prostřednictvím atomů stříbra v latentním obraze. Vyvolávací látky (nejčastěli metol a hydrochinon) odštěpují od exponovaných bromostříbrných částeček bróm (který přechází do vývojky) a redukují tak původní bromid stříbrný na kovové stříbro. Z hydroxylové skupiny OH vázané na cyklickém uhlovodíku (benzenovém jádře) vyvolávací látky se odštěpí vodíkový iont, ten se sloučí s iontem bromu za vzniku HBr (rozpustí se ve vývojce) a atomu stříbra Ag. Vyvolávací látka proniká (v disociované formě) k zárodkům latentního obrazu, předává AgBr své elektrony a dochází k vyredukování stříbra. Setkáním předávaných elektronů s dalšími stříbrnými ionty Ag
+ v AgBr se redukční děj přenáší dále do krystalu bromidu stříbra a uvolňuje se tak další stříbro. Účinek mikroskopického latentního obrazu je iniciační a katalytický - chemický proces redukce postupně zachvátí celé zrno bromidu stříbrného, vznikne velký počet atomů stříbra (multiplikační faktor cca 108). Tento proces nastává jen na těch krystalcích AgBr, které obsahovaly již před vyvoláním několik atomů fotolyticky vyloučeného stříbra. Různá míra expozice fotografické emulze je tak zviditelněna pomocí hustoty zrníček koloidního stříbra. Zbylý neosvětlený bromid stříbra se z citlivé vrstvy odstraní rozpuštěním v ustalovači (vodný roztok sirnatanu sodného).
  Po expozici ionizujícím zářením je hustota zčernání vyvolaného fotografického materiálu úměrná hustotě ionizace v daném místě, a tedy množství energie ionizujícího záření, která byla v tomto místě pohlcena. Makroskopickým sledováním nebo měřením celkového zčernání fotografického materiálu, nebo jeho jednotlivých míst, můžeme stanovovat intenzitu záření v dozimetrii a rtg diagnostice či defektoskopii, mikroskopickým sledováním zrníček uvolněného stříbra ve fotoemulzi pak můžeme pozorovat a vyhodnocovat dráhy nabitých částic ve speciálních jaderných emulzích (viz níže).

Filmové dozimetry, rtg filmy
Nejjednodušším využitím fotografické detekce ionizujícího záření jsou filmové dozimetry. Základem filmového dozimetru je políčko fotografického filmu, světlotěsně zabalené do černého papíru (od běžného fotografického filmu se liší tím, že má tlustší emulzi s vyšším obsahem bromidu stříbra). Ionizující záření prochází obalem filmu a ve fotoemulzi vytváří latentní obraz, který se vyvoláním zviditelní. Optická hustota zšednutí či zčernání filmu, kterou lze vyhodnocovat fotometricky, je pak mírou integrálního množství záření, které filmem prošlo během expozice; indikuje tím i dávku záření, která by byla absorbována v látce vystavené této expozici. Pro malé dávky záření platí přibližně lineární závislost mezi dávkou ozáření a zčernáním fotografického materiálu, při vyšších dávkách roste zčernání již pomaleji a posléze dosahuje stavu nasycení.
Pozn.: Pro objektivní stanovení radiační dávky je třeba použít standardizovaný vyvolávací postup a zčernání porovnávat s referenčním filmem ozářeným známou dávkou záření.


Obr.2.2.1a. Osobní filmový dozimetr používaný pro monitorování pracovníků.
(Termoluminiscenční TLD a fotoluminiscenční OSL dozimetry jsou pojednány níže, obr.2.2.1b)

  Filmové dozimetry se využívají především pro osobní dozimetrii pracovníků s ionizujícím zářením. Vlastní políčko filmu se vkládá do plastového pouzdra (obr.2.2.1a), opatřeného několika malými obdélníčky měděných a olověných plíšků o různých tloušťkách, které slouží jako filtry pohlcující záření g v závislosti na jeho energii. Tyto filtry slouží jednak ke korekci závislosti zčernání na energii záření, jednak porovnáním zčernání pod jednotlivými filtry lze odhadnout druh a zhruba i energii záření (samotný film samozřejmě nemá spektrometrické vlastnosti). Filmový dozimetr nosí pracovníci na referenčním místě (levá kapsička na košili) a pravidelně (1-krát za měsíc) je vyměňován, vyvoláván a fotometricky vyhodnocován; s použitím vhodného kalibračního faktoru je výslednou měřenou hodnotou radiační efektivní dávka v mSv.
  Podobný druh filmu (většinou o podstatně větších rozměrech) se používá pro rentgenové zobrazení v planární rtg.diagnostice
(§3.1 "X-záření - rentgenová diagnostika"), dále při defektoskopických měřeních (§3.2 a 3.3). Po vyvolání se obrazy na těchto filmech hodnotí buď vizuálně, nebo fotometricky.

Materiálové detektory
Materiálové detektory využívají určité drobné fyzikální a chemické změny, které ionizující záření vyvolává při svém průchodu vhodnými látkami (materiály). Mohou to být excitace, strukturní změny v krystalové mřížce, polymerace, změny optických vlastností (jako je barva), elektrické vodivosti. Míra těchto účinků je úměrná množství záření (počtu radiačních kvant) prošlého detekčním materiálem - je tedy úměrná radiační dávce v místě detektoru. Používají se proto převážně k dozimetrickým účelům.
Termoluminiscenční a fotoluminiscenční (OSL) dozimetry 
Materiálová radiační detekce je zde založena na jevu metastabilní excitace některých dielektrických materiálů: ionizujícím zářením uvolňené elektrony přecházejí z valenčního pásma do vodivostního pásma, odkud se zachycují v místech poruchy krystalové mřížky materiálu na energeticky vzbuzených hladinách ("záchytné pasti")*) a dlouhodobě tam setrvávají - hladiny jsou metastabilní. Z těchto hladin se elektrony nemohou dostat samovolně, ale uvolní se až dodáním určité energie (zahřátím nebo ozářením světlem).
  Takto se v materiálu shromažďuje část absorbované energie při ozáření. Zahřátím - termoluminiscence (tepelně stimulovaná luminiscence), nebo ozářením viditelným světlem - OSL (Opticky Stimulovaná Luminiscence), dochází k deexcitaci a elektrony se vracejí zpět na nižší energetické hladiny (a do elektronových obalů atomů materiálu). Uvolněná excitační energie se vyzařuje ve formě fotonů viditelného světla - dochází k luminiscenci (světélkování) materiálu, většinou v modrozeleném světle. Čím větší radiační dávkou byl materiál ozářen, tím více elektronů se nashromáždilo v metastabilních hladinách a tím více fotonů je při vyhodnocení termoluminiscencí nebo OSL-luminiscencí vyzářeno: tento světelný výtěžek je tedy úměrný radiační dávce v ozářeném materiálu.
*) Mechanismus je do určité míry podobný vzniku scintilací ve scintilátorech - §2.4 "Scintilační detektory", část "Scintilátory a jejich vlastnosti", obr.2.4.5 vlevo. Hlavní rozdíl je právě v době života excitovaných elektronových hladin: zatímco u scintilátoru je žádoucí téměř okamžitá deexcitace s co nejmenší dobou dosvitu, u termoluminiscenčních a OSL materiálů je naopak požadována maximální (meta)stabilita, s co nejmenším fadingem. Podobně jako u scintilačních materiálů, i zde mohou být záchytová centra tvořena jednak základním materiálem, jednak se velké množství těchto center dá dodatečně vytvořit zavedením iontů aktivátoru do krystalové mřížky - tyto ionty vyvolají přídavné diskrétní hladiny v zakázaném pásu. Častým aktivátorem, neboli :dopující příměsí, u TLD a OSL materiálů bývá mangan, dysprosium, uhlík.
¨ Termoluminiscenční dozimetrie TLD
Jako termoluminiscenčních látek se využívá nejčastěji fluorid lithný LiF(:Mg,Ti,Cu) *), fluorid vápenatý CaF2(:Dy,Mn), síran vápenatý CaSO4(:Mn,Dy), alumio-fosfátové sklo Al(PO3)3-Mg(PO3)3, Li2B4O7(:Mn) (nízká citlivost, vhodný pro vysoké dávky). V termoluminiscenčním dozimetru je zapouzdřen vzorek přesně definovaného množství dané TLD látky, která je vystavena účinku záření v místě, kde má být zjištěna radiační dávka (TLD materiál bývá různě proveden, na prstovém dozimetru na obr.2.2.1b vlevo je ve tvaru fólie - "chip" tloušťky cca 1mm). Po skončení expozice se termoluminiscenční látka vyjme z pouzdra a ve vyhodnocovacím zařízení se zahřeje na teplotu cca 160-300°C (podle druhu materiálu) a pomocí fotonásobiče se snímá emitované viditelné světlo. Elektrický signál z fotonásobiče se zaznamenává v závislosti na teplotě - vzniká tzv. vyhřívací křivka, jejíž integrál (plocha pod křivkou) je úměrná dávce v dozimetru.
*) Pro dozimetrii neutronů je místo přírodního lithia (s převažujícím 7Li) použito lithium obohacené izotopem 6Li.


Obr.2.2.1b. Vlevo: Termoluminiscenční TLD dozimetr. Uprostřed: Fotoluminiscenční OSL dozimetr. Vpravo: Princip činnosti TLD a OSL dozimetru.

¨ Fotoluminiscenční OSL dozimetrie
zvaná též PLD (Photo Luminescence Dosimetry - fotoluminiscenční dozimetrie). Opticky stimulovanou luminiscenci vykazuje např. i v přírodě bohatě rozšířený kysličník křemičitý (křemen), avšak v dozimetrické praxi se využívá především kysličník hlinitý Al2O3(:C), aktivovaný uhlíkem. Definovaný vzorek této látky je v dozimetru vystaven záření v místě radiačního monitorování. K vyhodnocování se používá ozáření světlem LED diody (o větší vlnové délce - žluto-zelené světlo), přičemž vzniklá luminiscence (v kratší vlnové délce - modré světlo) je detekována fotonásobičem. Celková takto vzniklá luminiscence je opět úměrná ozáření dozimetru. Ve srovnání s TLD je vyhodnocení jednodušší a reprodukovatelnějí (ozařování LED diodou se snadněji standardizuje než řízené teplotní vyhřívání).
  Termoluminiscenční a OSL dozimetrie je schématicky znázorněna v pravé části obr.2.2.1b. Tyto dozimetry mohou být provedeny jako prstové dozimetry pro monitorování při laboratorní práci, nebo celotělové dozimetry monitorující vzorek celkového ozáření v referenčním místě. Podobně jako u filmových dozimetrů, i zde se někdy používá několika oddělených detekčních elementů, překrytých různými filtry - pro analýzu druhu a energie ionizujícího záření. Oproti filmovým dozimetrům je zde výhoda vyšší radiační citlivosti a přesnosti, většího rozsahu měřených dávek, malé citlivosti na vněší vlivy (teplota, vlhkost, chemické výpary), možnost průběžného operativního vyhodnocení a opakovaného použití materiálu.
Luminiscenční archeologické datování 
Materiály, schopné dlouhodobé metastabilní (až téměř stabilní!) excitace elektronů v krystalových mřížkách, se běžně vyskytují v přírodě. K excitaci těchto materiálů dochází pomalu a průběžně vlivem přírodního radioaktivního záření (jehož intenzita je dlouhodobě konstantní, může se však lišit pro různé lokality). Tohoto jevu lze využívat k archeologickému datování. Čím je zkoumaný materiál tohoto druhu starší - čím delší doba uplynula od jeho posledního zahřátí či ozáření světlem - tím více se "nabudil" excitovanými elektrony. Je to jakési "časové počítadlo".
  Termoluminiscenci lze použít k určování stáří vypalovaných keramických předmětů nebo cihel, v nichž je obsažen křemen - nejobvyklujší minerál vykazujíci termoluminiscenci. Tepelným zpracování za vysoké teploty při výrobě byly uvolněny všechny elektrony, předtím zachycené v metastabilních hladinách záchytných center příslušného materiálu. Tyto prázdné hladiny jsou potom postupně obsazovány elektrony uvolňovanými přírodním ionizujícím zářením (thoriovými a uranovými rozpadovými řadami, draslíkem-40, kosmickým zářením). Zkoumanou keramiku zahřejeme (na teplotu cca 300°C) a měříme luminiscenci, kterou přitom vydává. Intenzita této tepelně stimulované luminiscence závisí na době, která uplynula od jejího původního vypálení (při výrobě) a nynějšího vypálení při analýze.
  Podobně drobná zrnka křemene a živce, která se běžně vyskytují ve všech vrstvách archeologických vykopávek, vykazují opticky stimulovanou luminiscenci (OSL): metastabilní hladiny elektronů v krystalových mřížkách jsou postupně a dlouhodobě obsazovány elektrony uvolňovanými ionizujícím zářením z přírodní radioaktivity, především draslíku
40K. Čím déle je křemenné zrno vystaveno tomuto působení přírodního ionizujícího záření, tím více elektronů se nashromáždí v těchto metastabilních "pastích". Při ozáření viditelným světlem pak dochází k deexcitacím zachycených elektronů, přičemž měříme vzniklou luminiscenci, která je úměrná době, jež uplynula od jejich posledního osvětlení (kdy byly ve skládce zakryty před denním světlem; vzorky je zde třeba odebírat a zpracovávat bez přístupu světla! - jinak by došlo k předčasné deexcitaci metastabilních hladin a nakumulovaný "záznam" by se "vynuloval").
  Tyto luminiscenční metody umožňují archeologické datování v časovém rozsahu cca 100 - 100 000 let.

Další materiálové detektory
Sem patří např. stopové detektory, založené na tom, že po dopadu částic, především alfa, dochází k drobným lokálním poruchám v krystalové mřížce určitých materiálů (např. slídy, speciální skla, organické polymery). Tyto mikroskopické poruchy lze leptáním zvětšit do makroskopických rozměrů (poškozený materiál je chemicky citlivější, takže se rozpustí). Takto vyleptané stopy se pak pozorují mikroskopem a počítá se jejich hustota - buď manuálně nebo automaticky pomocí elektro-optických metod. Používají se především pro měření dlouhodobé průměrné koncentrace radonu v terénu (v interiérech budov) pomocí hustoty stop vytvořených
a-částicemi z radioaktivity radonu a jeho dceřinných produktů.
  Do této kategorie lze zařadit i tzv.
křemíkové diody s dlouhou bází ( LBSD - Long Base Silicon Diode ), určené pro měření radiační dávky (kermy) od těžkých částic, především rychlých neutronů. Při srážce rychlé částice s atomem křemíku dochází k vyražení tohoto atomu z jeho pozice v mřížce. V důsledku ozáření a ionizace tak dochází k poškození krystalové mřížky křemíku, což změní dobu života minoritních nositelů náboje a tím i vodivost diody. Měří se úbytek napětí na diodě v propustném směru před ozářením a po ozáření, přičemž změna tohoto úbytku napětí po ozáření vzhledem k počáteční hodnotě je přibližně lineární funkcí radiační dávky (kermy).

  Materiálovými detektory, vzhledem k jejich poměrně malému využití v jaderné a radiační fyzice a technice, se v dalším textu této kapitoly již zabývat nebudeme. Podrobněji uvedeme jen zajímavé 3-rozměrné gelové detektory:

3-dimenzionální gelové detektory
Nejsložitější, avšak fyzikálně zajímavou variantou materiálových detektorů jsou 3-dimezionální gelové dozimetry, které umožňují zaznamenat a uchovat prostorové rozložení radiační dávky ve formě určitého dávkového obrazce. Jsou to integrální (kumulativní) chemické detektory, v nichž je informace fixována v gelovém prostředí. Měřený objem (např. fantom), v němž chceme stanovit prostorovou distribuci intenzity či dávky záření, se naplní gelem tvořeným většinou želatinovým nosičem (matrix), v němž je rozptýlena vlastní látka citlivá na záření. Při ozáření tohoto objemu vznikají interakcí záření v gelu volné radikály (především v důsledku radiolýzy vody), které indukují trvalé fyzikálně-chemické změny citlivé látky v místě ozáření, jejichž míra je úměrná lokální absorbované dávce záření. Používají se především dva druhy citlivých látek rozptýlených v gelu, lišících se mechanismem radiačního účinku:
w Radiochromní gelové dozimetry,
kde citlivá látka ozářením mění svoji barvu. Nejčastěji se používají sulfáty železa [amonio-fero-sulfát (NH4)2SO4.FeSO4.6H2O v tzv. Fickově roztoku s kyselinou sírovou H2SO4], kde volné radikály a peroxid vodíku, vzniklé ozářením vodného roztoku, způsobují oxidaxi iontů Fe+2 na Fe+3. Toto vede ke zvýšené absorbci světla především vlnové délky kolem 300nm. Určitou nevýhodou této látky je difuze radiačních produktů - železitých iontů - z místa svého vzniku do okolí v gelu, což záhy rozmazává informaci o prostorové distribuci dávky. Pro omezení difuzního efektu bylo vylepšeno chemické složení přídavkem xylenolu, vytvářející barevný kompex (xylenol-orange) s Fe+3 ionty. V tomto tzv. FXG dozimetru je, kromě omezení difuzního efektu, dosaženo i zvýšení optické odezvy absorbcí vlnové délky 585nm.
Pozn.: Plastový 3-D dozimetr: Namísto v gelu je někdy radiochromncitlivá látka fixována v nízkotavitelném plastu, s optickým vyhodnocením.
w Polymerní gelové detektory
jsou tvořeny monomerní látkou, rozptýlenou v želatinovém nosiči. Volné radikály, vzniklé v gelu při ozáření, indukují lokální polymeraci monomeru v místě ozáření, v proporci absorbované dávky. Gelový nosič způsobuje, že radiačně vytvořený polymer zůstává lokalizován v místě interakce. Tato polymerace vede ke změnám optických vlastností - původně transparentní gel získává v místě ozáření zákal, jehož opacita je úměrná absorbované dávce. Mírně se zvyšuje i hustota. Nejčastěji používanou citlivou látkou je zde metakrylová kyselina, resp. směs akrylamidu a N,N-methylenbisakrylamidu. Oproti fero-sulfátovým gelům mají polyakrylamidové gely výhodu v tom, že polymerační řetězce zůstávají fixovány v místě svého vzniku, takže záznam o prostorové distribuci dávky je stabilní po dlouhou dobu týdnů i měsíců. Proto se polymerní gelové dozimetry jeví jako perspektivnější.
Určitou nevýhodou polymerních gelových dozimetrů je jejich citlivost na vzdušný kyslík, který může inhibovat polymeraci. Jejich materiál se proto musí připravovat v dusíkové atmosféře a plnit se do hermeticky uzavřených nádob. Někdy se do gelu přidávají absorbátory kyslíku.
  Výsledným efektem ozáření obou typů 3D gelových dozimetrů jsou lokální materiálové změny úměrné lokální absorbované dávce. Tyto změny se projevují trojím způsobem, což umožňuje vyhodnocení prostorové distribuce dávky v ozářeném gelovém dozimetru třemi metodami:
× Transmisní optická CT
Místa s vyšší absorbovanou dávkou, kde došlo k radiochemické reakci, vykazují změny optických vlastností - mají zvýšenou absorbci světla (vyšší opacitu). Prozářením detektoru paprsky světla pod různými úhly 0-360°, s měřením prošlé intenzity, resp. zeslabení paprsku, pomocí fotodiod (nebo CCD detektorů) a následnou rekonstrukcí na základě Radonovy transformace metodou filtrované zpětné projekce získáme obrazy rozložení dávky v příčných řezech. Množina těchto příčných řezů nám vytvoří trojrozměrný obraz opacity a tím i prostorové distribuce radiační dávky v citlivém objemu gelového detektoru. Toto optické CT skenování a rekonstrukce je analogické rentgenové CT, popsané v §3.2 "Rentgenová diagnostika", část "Transmisní rtg tmografie (CT)". Gelový dozimetr je uchycen ve speciálním držáku, rotujícím pomocí krokového elektromotorku. Prozařování se realizuje buď tenkým laserovým paprskem - přesná, ale zdlouhavá metoda, nebo širokým svazkem světla - rychlá, ale méně přesná metoda (v praxi však zpravidla postačující). Pro lepší optický kontakt je prozařování vhodné provádět s dozimetrem ponořeným ve vodním prostředí.
× Nukleární magnetická rezonance NMRI
V místech radiochemické reakce se mění chemické vlastnosti, což vede i ke změnám magnetického chování. Dochází ke změnám interakce jaderných momentů, projevujících se změnou relaxačních časů T1 a T2 magnetických momentů vodíkových jader při zobrazení gelového detektoru nukleární magnetickou rezonancí (viz §3.4, pasáž "Nukleární magnetická rezonance"). Při vhodné modulaci (sekvenci a "vážení") bude intenzita v obrazu NMRI úměrná lokální dávce v gelu.
× Rentgenová CT
Radiochemická reakce může vést k mírným změnám hustoty (denzity) materiálu. V místech, kde proběhla radiačně indukovaná polymerace, dochází ke zmenšení objemu citlivé látky a tím ke zvýšení hustoty materiálu detektoru. To vede ke zvýšení lineárního součinitele zeslabení pro X-záření, což může být zobrazeno CT transmisní tomografií. Při rentgenové CT gelového detektoru, s použitím nastavení pro CT měkkých tkání, dostaneme obraz, jehož denzita (vyjádřená v Housfieldových CT jednotkách) bude modulovaná prostorovým rozložením radiační dávky v materiálu gelového dozimetru.
  3D gelové detektory nacházejí své uplatnění v dozimetrických měřeních v radioterapii, především při měření složitě tvarovaných prostorových distribucí radiačních dávek v pokročilých radioterapeutických technikách IMRT, stereotaktické radioterapii, vysokodenzitní brachyterapii či hadronové radioterapii - viz §3.6 "Radioterapie". Významnou předností gelových dozimetrů je jejich energetická nezávislost a tkáňová ekvivalence. Dozimetrickým gelem mohou být plněny nádoby tvaru různých orgánů a částí rěla za účelem fantomových dozimetrických měření. 3D gelová dozimetrie je poměrně složitou a náročnou metodou jak ve stádiu laboratorní přípravy (m.j. vysoké nároky na homogenní rozložení citlivé látky v gelu), tak vyhodnocování odezvy v materiálu dozimetru. Používá se proto jen ojediněle.

Detektory stop částic
Jaderné fotoemulze pro detekci stop částic 
Pro studium vlastností částic je užitečné zachytit fotograficky dráhu jejich pohybu v látce. Pro detekci stop částic je na film nebo skleněnou destičku nanesena fotografická emulze o relativně velké tloušťce (cca 0,1-1mm) a vysokém obsahu halogenidu stříbra v želatině. Vnikne-li do této emulze rychlá nabitá částice, zanechává podél dráhy svého pohybu ionizační stopu, v níž fotochemickou reakcí dochází k uvolňování stříbra v zrníčkách halogenů stříbra rozptýlených v želatině emulze. Částice tím zanechává na své dráze v emulzi od zrna k zrnu stopy uvolněného stříbra, čili vzniká latentní obraz její dráhy; po vyvolání vznikne viditelná stopa více či méně hustého sledu černých částeček, přičemž hustota zrníček stříbra podél dráhy závisí na druhu a energii částice.
  Prohlížení a proměřování těchto stop v exponovaných a vyvolaných jaderných fotoemulzích se provádí pomocí speciálních mikroskopů vybavených mikrometrickými posuny. Měří se jednak dolet částice (pokud její dráha končí v emulzi), jednak hustota zrníček stříbra podél její dráhy. Z těchto měření se dá určit energie a hmotnost částice která proletěla emulzí. Dolet částice je tím větší, čím větší má částice energii. Hustota zrníček stříbra, tj. relativní počet zrn na délkové jednotce dráhy, je úměrný relativnímu úbytku energie částice na daném úseku dráhy. Každá nabitá částice způsobuje podle tzv. Braggovy křivky (viz §1.6, obr.1.6.1) ke konci své dráhy stále větší a větší ionizaci s maximem těsně před koncem dráhy (zastavením), takže koncové části stopy částic jeví nejvyšší hustotu zčernání (největší počet zrn stříbra).
  Je-li při expozici jaderná emulze vložena do silného magnetického pole dané intenzity a směru, jsou dráhy nabitých částic zakřivovány působením Lorentzovy síly; ze zakřivení drah částic lze pak stanovit poměr náboje a hybnosti částice (obrázky jsou podobné jako na obr.2.2.2, ale negativní - stopa je černá na bílém pozadí). Dojde-li uvniř emulze k interakci rychlé částice s jinou částicí, lze z úhlů výletu, zakřivení, zčernání a doletu drah jednotlivých vzniklých sekundárních částic stanovit důležité kvantitativní údaje o dynamice této interakce.
  Další možností je poskládat několik fotografických emulzí (filmů či desek) nad sebe do bloku. Průchod částice tímto systémem vyvolá v odpovídajícím místě (průsečíku dráhy částice s emulzí) na každé z desek drobný ostrůvek zčernání. Vyhodnocením těchto stop z jednotlivých emulzí lze zrekonstruovat prostorovou trajektorii částice.
(Pozn.: Nyní se takto prostorově skládají do bloků nebo jiných struktur elektronické polohově citlivé detektory - trackery.)
  Jaderných emulzí se používalo i pro studium jaderných reakcí, přičemž emulze byly plněny sloučeninami některých prvů - lithia, boru, uranu atd., s jejichž jádry se reakce zkoumaly.
  Jaderné fotoemulze sehrály důležitou úlohu při studiu jaderných procesů a elementárních částic na prvních generacích urychlovačů a v kosmickém záření; řada elementárních částic byla objevena právě pomocí těchto emulzí. Nevýhodou jaderných emulzí jsou jejich malé rozměry (zvláště tloušťka) a malá operativnost použití - dráhy částic se zviditelňují až dodatečně, po vyvolání, jejich vyhodnocování je pomalé a pracné *). Proto byly postupně vytlačeny především bublinovými komorami, které poskytují podstatně rychlejší a úplnější informace o pohybu a interakcích elementárních částic. A nyní jsou i bublinové komory vytlačovány elektronickými detekčními systémy, viz níže.
*)
Fotoemulzní komory ECC 
Jaderné fotoemulze se však dosud používají v některých částicových experimentech, kde je potřeba velmi vysoké prostorové rozlišení registrovaných drah částic, řádově mikrometry. Často se používá "sendvičové" uspořádání fotoemulzí v řadě vrstev filmů přiložených těsně k sobě, s příp. proložením vrstvami terčíkového materiálu (např. olova). Toto uspořádání se označuje jako ECC (Emulsion Cloud Chamber) - jakási "fotoemulzní mlžná komora", která po vyhodnocení poskytuje podobné obrazy stop částic, jako klasická mlžná komora (popsaná níže).
Vyhodnocování fotoemulzí je u moderních detekčních systémů plně automatizováno, provádí se mikroskopickým skenováním, elektronickou digitalizací a počítačovým vyhodnocením. Největším detekčním systémem založeným na jaderných fotoemulzích je v současné době OPERA v podzemní laboratoři Gran Sasso pro detekci neutrin a zkoumání jejich oscilací (viz §1.2, část "Neutrina - "duchové" mezi částicemi", pasáž "CNGS+OPERA").

Mlžné a bublinkové komory pro detekci stop částic
Wilsonova mlžná komora
Prvním druhem detektoru, umožňujícím průběžně zviditelnit stopy průletu nabitých částic, byla Wilsonova mlžná komora. Je tvořena uzavřeným skleněným válcem naplněným plynem (třebas vzduchem) s nasycenými parami vhodných kapalin - používají se vodní páry s příměsí par organických látek, nejčastěji alkoholu. Někdy se prostor komory plní i vzácnými plyny, např. argonem. Válec je na jedné straně opatřen pístem či memmbránou, jejíž posun umožňuje rychlou změnu objemu a tlaku uvnitř válce.
Provedeme-li rychlou expanzi pracovního prostoru komory (na cca 1,2-1,4 - násobek původního objemu), dojde vlivem adiabatického rozpínání plynu ve válci k poklesu teploty a přítomné nasycené páry se vzniklým ochlazením pod rosný bod stanou parami přesycenými. Přesycené páry mají tendenci srážet se ve formě kapiček (mlhy) jednak na stěnách nádoby, jednak na prachových částečkách a na iontech, které jsou v plynu obsaženy a tvoří kondenzační jádra pro vznik kapiček. Poku nejsou kondenzační jádra přítomna (bezprašné prostředí ve válci), přesycené páry vydrží určitou krátkou dobu bez kondenzace.
  Projde-li takovým pracovním prostorem buď těsně před expanzí nebo během expanze nějaká nabitá částice, vytvoří podél své dráhy množství iontů, které přitahují a tím lokálně koncentrují molekuly páry. Na těchto iontech se jakožto na kondenzačních jádrech srazí přesycené páry - dráha částice se pokryje sledem drobných kapiček. Při vhodném osvětlení ze strany jsou ionizační dráhy dobře patrné jako světlé stopy na temném pozadí a dají se takto i fotografovat.
  Mlžná komora v přesyceném stavu zůstává citlivá pro registraci drah částic pouze po dobu desetin sekundy. Po fotografickém zachycení stop částic je třeba uvést komoru do výchozího stavu: provede se zpětná komprese plynu v pracovním válci, kapičky se vypaří nebo stečou po stěnách válce, pára se stane opět nasycenou. Může pak nastat nový pracovní cyklus expanze - expozice - komprese, což se může periodicky opakovat.
  Délka mlžné stopy a její "sytost" je charakteristická pro různé druhy ionizujících částic a jejich energie. Aby bylo možno z pozorované dráhy odvodit kvantitativní parametry pohybu částice, pořizují se stereoskopické snímky dráhy dvěma fototopřístroji nasměrovanými pod vhodnými úhly. Pak se provádí rekonstrukce sejmutých drah, jejich přesné proměření a vyhodnocení veličin charakterizujících pohyb a interakce detekovaných částic. Pro zjištění elektrického náboje částic bývá mlžná komora umístěna do silného magnetického pole a vyhodnocuje se i zakřivení drah částic.
Difuzní mlžné komory
Nevýhodou klasické Wilsonovy mlžné komory je krátká citlivá doba registrace částic během pracovního cyklu. Proto byly vyvinuty typy mlžných komor pracujících nikoli cyklicky, ale kontinuálně - difuzní mlžné komory. V pracovním válci této komory je dosaženo vertikálního teplotního gradientu tím, že horní deska komory se zahřívá topným tělesem, zatímco dno komory se chladí např. tuhým kysličníkem uhličitým
(dá se použít i opačný teplotní gradient). Páry alkoholu, vznikající v horké části komory, difundují do studené části komory. V určité části prostoru komory vznikne pásmo, v němž nastává stav přesycené páry, potřebný ke kondenzaci par na iontech podél drah částic. Páry jsou neustále doplňovány kapkami přiváděného alkoholu (odpařuje se v horní části, kondenzovaný alkohol je zezdola odváděn), difundují proti směru teplotního gradientu, takže difuzní mlžná komora může v ustáleném stavu fungovat nepřetržitě.
Pozn.: Vzduch v komoře sám o sobě obsahuje mnoho iontů a nabitých prachových částic, které by působily rušivě (snižovaly kontrast nebo dokonce znemožňovaly zviditelnění stop); další ionty a nabité částečky vznikají při vlastním měření. Proto se vkládá mezi víka komory stejnosměrné napětí (řádu sto až tisíc voltů) - vzniklé elektrické pole vyčistí pracovní prostor komory od rušivých nabitých částic.


Obr.2.2.2. Ukázka fotografického snímku z bublinové komory. Primární částice (proton) z urychlovače, přilétající zleva, zanechává ionizační stopu a pak srážkou produkuje další částice, z nichž ty elektricky nabité zanechávají opět ionizační stopy. Komora je vložena do magnetického pole, takže podle znaménka náboje se dráhy částic zakřivují vlevo (zde záporné částice) nebo vpravo (kladné částice).

Bublinová komora pro detekci stop částic
je založena na podobném principu jako mlžná komora, avšak ke zviditelnění ionizačních stop částic používá opačná skupenství než mlžná komora: tvoření bublinek plynu (či páry) v přehřáté kapalině podél ionizační stapy částice. Oproti mlžným komorám, v nichž je plyn příliš řídký, mají bublinkové komory výhodu ve větší hustotě kapaliny, s níž mohou vysoce energetické částice lépe interagovat. Dále je to větší rychlost pracovního cyklu.
  Ohřejeme-li čistou kapalinu na teplotu o něco vyšší než bod varu, nemusí začít okamžitě vřít, ale nějakou dobu (několik sekund) může setrvávat ve stavu přehřáté kapaliny; posléze začne bouřlivě vařit. Jestliže v době nestabilního stavu přehřáté kapaliny, ještě před nástupem varu, proletí kapalinou nabitá částice, vytvoří podél své dráhy množství iontů. Na těchto iontech začnou vznikat mikroskopické bublinky páry, které při dostatečném přehřátí kapaliny mohou vyrůst do makroskopických rozměrů - podél dráhy se vytvoří sled viditelných drobných bublinek. Tyto bublinkové stopy se při vhodném bočním osvětlení (výbojkovým bleskem) fotografují, rekonstruují a vyhodnocují podobným způsobem jako u mlžných komor
(tvoření bublinek podél drah může být sledováno i časově - růst bublinek může být stroboskopicky nafilmován).
  První typy bublinových komor byly naplněny éterem ohřívaným na teplotu kolem 140°C a regulací tlaku (cca 20atm) se dosahovalo vhodného stavu přehřátí. Dnešní bublinkové kmory jsou plněny kapalným vodíkem, popř. deuteriem (pro sledování interakcí s neutrony), propanem, freonem, tekutým xenonem a pod., podle konkrétního druhu studovaných částic a jejich interakcí. Dosahují často značných rozměrů několika metrů a obsahují stovky a tisíce litrů kapalného plynu. Stav přehřátí kapalného plynu se velmi přesně reguluje změnami tlaku pomocí mechanického pohybu pístu (elektronicky řízeného). Zvýšením tlaku bublinky zaniknou, var ustane a komora je uvedena do výchozího klidového stavu. Snížením tlaku pak opět vznikne přehřátá kapalina, registrují se dráhy částic, atd. periodicky. Cyklické fáze činnosti bublinové komory jsou synchronizovány s pracovním cyklem urychlovače, aby částice vstupovaly do komory v době, kdy je na okamžik snížen tlak a kapalina je v přehřáteém stavu.
  Téměř vždy bývají bublinové komory umístěny v silném magnetickém poli, aby měřením zakřivení drah v důsledku Lorentzovy síly bylo možno analyzovat nábojové a některé další dynamické parametry registrovaných částic - obr.2.2.2. Ze směru zakřivení zjistíme, zda částice mají kladný nebo záporný náboj, velikost zakřivení (Larmorův poloměr) umožňuje stanovit její hybnost; pokud dráha částice končí uvnitř komory, lze z doletu určit energii částice.
  U vysoce energetických částic, které komorou proletí a pokračují v pohybu dál, lze rychlost částice stanovit pomocí dvou nebo více detektorů (nejlépe scintilačních s rychlou odezvou), umístěných v definovaných vzdálenostech v cestě částicím. Z časových diferencí (zpožděných koincidencí) impulsů z jednotlivých detektorů lze určit rychlost částice. Ze vztahu mezi mezi rychlostí a hybností (relativistického) lze pak stanovit hmotnost částice, což spolu s dalšími parametry umožňuje částici identifikovat.
  Fotografické emulze, mlžné a bublinové komory jsou ve výzkumné praxi nyní již vytlačeny elektronickými detektory drah částic, tzv. trackery (angl. track = stopa, dráha). Ideové schéma takového detektoru je výše v pasáži "Uspořádání a konfigurace detektorů záření" na obr.1.1.2 dole. Jsou podstatně flexibilnější, jejich výhodou je velká rychlost snímání a přímé elektronické zpracování informace.

2.3. Ionizační detektory s plynovou náplní
Ionizační komory

Ionizační komora je nejjednodušším elektronickým detektorem ionizujícího záření; přímočaře využívá v názvu obsaženou základní vlastnost tohoto záření - ionizační účinky na látku. Základní schéma prosté ionizační komory je na obr.2.3.1 vlevo.


Obr.2.3.1. Vlevo: Schématické znázornění principu ionizační komory pro detekci toku ionizujícího záření. Vpravo: Ionizační komora ve studnovém provedení jako měřič aktivity radioaktivních preparátů.

  Ionizační komora je tvořena dvěma kovovými destičkami (či dráty) - elektrodami - anodou a katodou, umístěnými v plynném prostředí*) a připojenými v elektrickém obvodu na napětí řádově stovky voltů. Za normálních okolností (bez přítomnosti záření) systémem neprochází žádný proud - plyn mezi elektrodami je nevodivý, el. obvod není uzavřen. Vnikne-li však do prostoru mezi elektrodami ionizující záření, vyráží z původně neutrálních atomů plynu elektrony a mění je na kladné ionty. Záporné elektrony putují v elektrickém poli okamžitě ke kladné anodě, kladné ionty se dají do pohybu k záporné katodě - obvodem začne protékat slabý elektrický proud způsobený iontovou vodivostí ionizovaného plynu mezi elektrodami. Proud, měřený mikroampérmetrem, je přímo úměrný intenzitě ionizujícího záření; dá se ocejchovat v jednotkách intenzity záření či dávkového příkonu (Gy/s). Je tak realizována detekce toku neviditelného ionizujícího záření převedením na měřitelnou velikost elektrického proudu obvodem ionizační komory. Elektrický signál z ionizační komory se ve vyhodnocovacím obvodu měří buď jako ionizační proud - ionizační komory s kontinuální ionizací (těmi se zabýváme v této části), nebo krátkým proudovým či napěťovým impulsem - impulsní ionizační komory (jsou popsány níže v části "Geiger-Müllerovy detektory" a v pasáži "Proporcionální detektory").
*) Plynovou náplní ionizační komory může být v principu i obyčejný vzduch, lepší vlastnosti však vykazují speciální plynové náplně tvořené inertními chemicky stabilními plyny, jejichž molekuly nepodléhají při ionizaci zářením a průchodu elektrického proudu chemickým přeměnám. Nejčastěji se používá argon, krypton, xenon.
  Elektrický proud protékající ionizační komorou je obecně velmi slabý (cca 10-16 až 10-9 A) - ionizační komora má nízkou citlivost
(nízkou detekční účinnost), takže se nehodí pro detekci slabého toku záření. Její výhodou je však lineární závislost proudu i v oblasti vysokých intenzit ionizujícího záření. Ionizační komory proto mají velmi dobrou linearitu odezvy na intenzitu detekovaného ionizujícího záření ve velmi širokém rozsahu. Využívá se proto např. pro měření rozložení intenzity (dávkového příkonu) ve svazcích záření v radioterapii. Nejčastější použití ionizační komory je v dozimetrii pro měření dávky ionizujícího záření.
Měřiče aktivity se studnovou ionizační komorou 
Ionizační komory ve studnovém provedení se často používají v měřičích aktivity radioaktivních preparátů
(tyto měřiče se někdy nesprávně nazývají "dávkové kalibrátory" - "dose calibrator") - obr.2.3.1 vpravo. Lahvička či stříkačka s radioaktivní látkou se vloží do otvoru studnové ionizační komory, která v geometrii blízké 4p registruje vycházející záření g. Elektrický signál I z této komory je úměrný aktivitě preparátu A a G-konstantě daného radionuklidu: I ~ A . G. G-konstanta je pro každý radionuklid jiná, závisí především na počtu fotonů emitovaných na jednu radsioaktivní přeměnu a na energii těchto fotonů. Elektronické obvody měřiče aktivity jsou kalibrovány (přes G-konstantu) tak, že pro zvolený radionuklid je na displeji zobrazena jeho aktivita přímo v [MBq].
  Měřiče aktivity se studnovou ionizační komorou mají velmi dobrou linearitu až do vysokých aktivit stovek TBq *). V oblasti nízkých aktivit se však projevují měřící chyby, které nejsou způsobeny nelinearitou, ale statistickými fluktuacemi v počtu vznikajících elektronů a iontů. Běžné měřiče aktivity (jako je Curiementor nebo Bqmetr) s meřícími časy kolem 5-10 sec. jsou schopné spolehlivě měřit aktivity až od cca 100kBq. Pouze ty měřiče aktivity, které mají možnost prodloužení měřící doby pro nízké aktivity (jako byl Mediac
fy Nuclear Chicago), jsou schopné měřit aktivity řádu jednotek kBq - měření však může trvat několik minut. Pro měření vzorků ještě nižších aktivit je nutno použít studnové scintilační detektory (viz níže §2.7 "Měření radioaktivity vzorků").
*) Na našem pracovišti jsme linearitu několika typů měřičů aktivity měřili do cca 40GBq, vyšší aktivitu jsme neměli k dispozici.
  Detekční účinnost studnové ionizační komory, a tím i přesnost měření aktivity preparátů, výrazně závisí na poloze vzorku ve studně, na objemu vzorku a na absorbci gama záření uvnitř vzorku, ve stěnách lahvičky a vnitřní stěně ionzační komory. Problematika polohové a objemové závislosti měření ve studnovém detektoru je diskutovaná v §2.7, pasáž "Detekční účinnost", obr.2.7.2. Na tyto okolnosti je potřeba použít příslušnou opravu - násobení změřené hodnoty experimentálně stanoveným korekčním faktorem.
  Studnové ionizační komory se používají v zásadě pro měření aktivity radioisotopů emitujících záření
g - buď čistých gama-zářičů (jako je 99mTc), nebo smíšených b+g (jako je např. 131I) či a+g. Nouzově lze měřit i čisté beta-zářiče s vyššími energiemi (jako je 90Y) přes vznikající brzdné záření, avšak s podstatně horší přesností, výrazně závislou na geometrických vlivech. Rovněž u radionuklidů s nízkou energií záření gama (jako je např. 125I) dochází vlivem absorpce ke zhoršení přesnosti měření. Hlavní využití měřičů aktivity se studnovou ionizační komorou je pro měření radiofarmaceutických preparátů aplikovaných pacientům v nukleární medicíně pro scintigrafickou diagnostiku a radionuklidovou terapii (§4.8 "Radionuklidy a radiofarmaka pro scintigrafii").
Elektroskop 
Historickým předchůdcem ionizační komory byl lístkový elektroskop používaný v elektrostatice. Tento jednoduchý přístroj je tvořen svislou izolovanou kovovou tyčinkou, k níž je vodivě připevněn tenký kovový lístek. Přivedeme-li na tuto soustavu elektrický náboj, vlivem odpudivé elektrické síly (tyčinka i lístek jsou souhlasně nabity) dojde k odchýlení lístku od tyčinky; úhel odchýlení je závislý na velikosti náboje. Pokud by vzduch byl dokonalý izolant, náboj elektroskopu by se neměnil a úhel vychýlení lístku by zůstal stejný po neomezeně dlouhou dobu. Ve skutečnosti je však ve vzduchu obsaženo určité množství iontů, takže elektroskop se pomalu vybíjí a jeho lístek se přitom postupně vrací do své původní svěšené polohy. Je-li vzduch v okolí elektroskopu vystaven ionizujícímu záření, koncentrace iontů se výrazně zvýší a dochází k podstatně rychlejšímu vybíjení elektroskopu: rychlost poklesu lístku elektroskopu se tedy stává měřítkem intenzity ionizujícího záření.
  S pomocí těchto elektroskopů bylo uděláno mnoho důležitých experimentů v počátcích výzkumu ionizujícího záření a radioaktivity. Jednoduchý princip vybíjení elektroskopu se donedávna udržel u tužkových osobních dozimetrů, kde lístek byl nahrazen tenkým vláknem ("vláknový elektroskop"), které sloužilo zároveň jako ručička pro okamžitý odečet dávky záření.

Elektretové detektory
Jedná se o jednoduchou variantu plynových ionizačních komor, v nichž elektrické pole není buzeno vnějším elektronickým zdrojem napětí, ale tzv. elektretem *). Náboj elektretu vytváří v komoře elektrostatické pole. Záření vstupující do komory (nebo vznikající radioaktivitou přímo uvnitř plynové náplně - vzduchu) ionizuje plyn a vzniklé záporné elektrony jsou přitahovány na elektret, který se tím postupně vybíjí. Míra vybití elektretu je přímo úměrná množství záření (radiační dávce), které vniklo do komory a bylo tam absorbováno. Vybití elektretu (t.j. rozdíl polarizačního náboje před a po expozici) se měří přes elektrické napětí mezi elektrodami příslušného vyhodnocovacího přístroje ("readeru"), kam se vloží elektret vyjmutý z expoziční komory. Elektretové detektory procují v kumulativním (integrálním) režimu ve smyslu klasifikace v §2.1.
*) Elektret je taková elektricky nevodivá látka - dielektrikum, která si udržuje trvalou elektrickou polarizaci i po odstranění vnějšího elektrického pole. Je to elektrická obdoba permanentního magnetu.
  Tyto jednoduché detektory se používají především pro měření průměrné koncentrace radonu v terénu (v interiérech budov) - ve vzduchu, který tvoří "plynovou náplň" komory. Po několikadenní expozici se vyhodnotí vybití elektretu, které je přímo úměrné koncentraci radonu v objektu.

Elektrické vlastnosti ionizační komory
Pro lepší pochopení činnosti jednotlivých druhů ionizačních detektorů se zde jen velmi stručně zmíníme o elektrických vlastnostech ionizační komory. Závislost ionizačního proudu na napětí mezi elektrodami ionizační komory je schématicky znázorněna na obr.2.3.2 - předpokládáme stálou intenzitu toku kvant ionizujícího záření.

Obr.2.3.2.
Závislost ionizačního proudu I komorou na přiloženém napětí U.

Tuto závislost, zvanou někdy "voltampérová charakteristika" ionizační komory, můžeme rozdělit do tří oblastí:

  1. Oblast Ohmova zákona - ionty vznikající ionizací spolu opět rekombinují, přičemž pravděpodobnost rekombinace klesá s rostoucí rychlostí iontů (elektrony a ionty jsou od sebe elektricky "odháněny" opačným směrem), tj. s rostoucím napětím na elektrodách. Proto ionizační proud roste přibližně úměrně s napětím, podobně jako v běžných elektrických obvodech podle Ohmova zákona. Tato oblast se pro detekci záření nepoužívá.
  2. Oblast nasyceného proudu - ionty se pohybují vlivem silnějšího elektrického pole natolik rychle, že nestačí zrekombinovat a všechny se účastní vedení proudu. Ionizační proud je proto nezávislý na napětí (sekundární ionty ještě nevznikají), závisí pouze na intenzitě záření (tu jsme si na obr.2.3.2 však stanovili konstantní). V tomto oboru pracují ionizační komory popsané výše.
  3. Oblast nárazové ionizace - primární ionty (vyvolané zářením) jsou silným elektrickým polem urychlovány natolik, že vytvářejí další sekundární ionty nárazem na neutrální atomy či molekuly plynu.
      V počáteční části této oblasti (III
    A) je počet sekundárních iontů přímo úměrný počtu primárních iontů vyvolaných zářením. V této oblasti pracují proporcionální detektory.
      Při ještě vyšším napětí - oblast III
    B na křivce - je sekundární ionizace nárazem již tak intenzívní, že dochází k lavinovitému zmnožní elektronů a iontů (k mikrovýboji) - v této oblasti pracují Geiger-Mullerovy detektory.

Geiger-Mullerovy detektory
Geiger-Müllerův (G.-M.) detektor je ionizační komora, hermeticky uzavřená, naplněná plynem o tlaku většinou nižším než atmosférický (jsou však i komory s vyšším tlakem); pracuje v impulsním režimu. Elektrody této komory jsou zapojeny v elektrickém obvodu na takové napětí, aby komora pracovala v oblasti III
B charakteristiky na obr.2.3.2 (napětí bývá cca 600-1000V), v tzv. Geigerově režimu. Schématické znázornění G.-M. detektoru je na obr.2.3.3.


Obr.2.3.3. Principiální schématické znázornění Geiger-Müllerova detektoru.
Některé tvary a provedení G.-M. detektorů;
Vpravo: Soustava G.-M. (nebo proporcionálních) detektorů v plošném uspořádání jako měřič radioaktivní kontaminace (tvaru "žehličky").

  Po vniknutí kvanta ionizujícího záření nastane v plynu ionizace, načež se elektrony začnou pohybovat k anodě a kladné ionty ke katodě. Jelikož plyn je zředěný, nebo napětí na elektrodách dostatečně vysoké, je střední volná dráha každého elektronu natolik dlouhá, že v elektrickém poli získá takovou kinetickou energii, že při nárazu na atom plynu je schopen vyrazit další elektrony (a ionty). Tyto sekundární elektrony pak vyrážejí další sekundární elektrony atd. Tento proces probíhá lavinovitě (z jednoho primárního elektronu vzniká až 1010 sekundárních elektronů) - vzniká samovolný výboj v prostoru mezi elektrodami. Obvodem projde poměrně silný proudový impuls a na pracovním odporu R tak vzniká poměrně vysoký napěťový impuls, který se přes oddělovací kondenzátor C vede ke zpracování v příslušné elektronické jednotce - byla tak uskutečněna detekce kvanta příslušného ionizujícího záření převedením na elektrický impuls.
  Výboj, který vznikne při detekci částice v prostoru mezi elektrodami, je nutno co nejdříve přerušit, protože po dobu výboje nelze registrovat další částice
(delší přetrvávání výboje by navíc mohlo poškodit plynovou náplň detektoru i samotné elektrody!). Na přerušení výboje se podílejí dvě okolnosti. Tou první je úbytek napětí na poměrně vysokém pracovním odporu R (řádově MW), čímž se napětí na elektrodách sníží a produkce sekundárních elektronů se omezí. V ionizované plynové náplni však dochází k rekombinaci iontů a deexcitaci vzbuzených atomů, při čemž dochází k emisi fotonů ultrafialového záření. Fotony UV záření jsou schopny ionizovat a vyrážet fotoefektem z katody další elektrony, což má tendenci prodlužovat výboj. Proto se do plynové náplně přidává zhášecí látka (bývají to páry metylalkoholu, bromu a pod.), jejíž molekuly absorbují ultrafialové fotony a přispívají tak k rychlému přerušení výboje.
Detekční účinnost G.-M. detektorů 
obecně závisí na stěnách (či vstupním okénku) detekční trubice a na její plynové náplni. Diametrálně se liší pro záření tvořené nabitými částicemi a pro fotonové záření.
  Pro těžší nabité částice (např. pro záření alfa) a pro elektrony je detekční účinnost blízká 100% za předpokladu, že se dostanou do plynové náplně, t.j. do citlivého objemu detektoru. Aby tam pronikly, musí být vstupní okénko z co nejtenčího lehkého materiálu; hovoří se o "bezokénkových" detektorech.
  Pro fotonové záření X a zvláště gama je detekční účinnost vlastní plynové náplně velmi nízká, vzhledem k jeho malé absorpci v plynu. Naprostá většina
g-fotonů projde citlivým objemem plynu bez interakce. Fotony o vyšších energiích mohou být detektorem s plynovou náplní detekovány prakticky jedině tehdy, když budou interagovat s materiálem stěny detekční trubice. Potom některé elektrony uvolněné Comptonovým rozptylem či fotoefektem proniknou do plynové náplně, kde jsou již účinně detekovány. Detekční účinnost G.M. detektorů pro fotonové záření proto závisí na materiálu a tloušťce stěn trubice (nejčastěji se používá hliník tloušťky několika desetin milimetru), samozřejmě ve vztahu k energii záření. Pro fotonové záření středních energií bývá detekční účinnost cca 0,1-10%.
Použití G.-M. detektorů 
G.-M. detektory sehrály významnou úlohu v rozvoji jaderné a radiační fyziky - byl to první typ detektorů, který uměl registrovat jednotlivá kvanta ionizujícího záření, a nejen pouhou intenzitu či tok záření jak je tomu u obyčejných ionizačních komor. I v současné době jsou G.-M. detektory používány pro svou jednoduchost, avšak většinou pouze jen pro méně náročná měření. Např. v radiační ochraně jsou to měřiče kontaminace, hlásiče radiace, monitorovací systémy a pod. Pro přesnější a náročnější měření byly vytlačeny především scintilačními a polovodičovými detektory, které jsou sice mnohonásobně dražší, avšak mají po všech stránkách podstatně lepší parametry - viz níže.

Mrtvá doba detektorů
Je zřejmé, že po dobu trvání lavinovitého výboje v G.-M. trubici je detektor necitlivý k dalším dopadajícím kvantům. Podobně i u dalších druhů detektorů (scintilační, polovodičové) existuje určitá doba necitlivosti, po kterou je zařízení "zaneprázdněné" zpracováním odezvy z právě registrovaného kvanta. Doba od registrace jednoho impulsu, po kterou detektor není schopen registrovat další impulsy, se nazývá mrtvá doba detektoru, značí se
t nebo D.T. (Dead Time) a měří se v mikrosekundách *). Alternativní název je časová rozlišovací schopnost detektoru ("počítače" kvant záření). U G.-M. detektorů je mrtvá doba řádově 10-4 sekundy, tj. t @100ms (což je mrtvá doba poměrně dlouhá!), u scintilačních detektorů je často kratší než 1ms.
*) U radiometrů a spektrometrů se mrtvá doba, resp. celková ztráta mrtvou dobou - Dead Time často vyjadřuje v % z celkového měřícího času.

Mrtvá doba obecně (platí i pro jiné typy detektorů - scintilační, polovodičové)

Časový interval od detekce jednoho kvanta, po kterou detektor
není schopen detekovat další kvanta, se nazývá
mrtvá doba detektoru.

Mrtvá doba způsobuje, že nejsou detekována všechna interagující kvanta záření, ale dochází k určité ztrátě detekovaných impulsů, přičemž tato ztráta v důsledku mrtvé doby roste s četností (tokem) kvant měřeného záření. Dochází tím k porušení linearity odezvy radiometrických přístrojů v oblasti vyšších četností. Místo skutečné průměrné vstupní (teoretické) četnosti N [imp./s] přicházejících kvant záření naměříme registrovanou četnost impulsů n [imp./s], přičemž n<N. Funkční závislost n = n(N) registrované četnost impulsů n na skutečné (teoretické) četnosti N vyjadřuje odezvovou funkci detektoru z hlediska měřeného počtu impulsů. Podle charakteru této závislosti se mrtvá doba někdy rozděluje na dva druhy: non-paralyzabilní a paralyzabilní (kumulativní).
¨ Shora uvedená mrtvá doba je tzv. non-paralyzabilní, charakterizovaná tím, že během této mrtvé doby detektor neregistruje přilétající částice, přičemž tyto částice nemají na jeho činnost žádný vliv a po uplynutí mrtvé doby je detektor okamžitě připraven k detekci dalšího impulsu. Závisloslost mezi registrovanou n a skutečnou (teoretickou) četností impulsů N je dána vztahem *)
            n =
N/(1 + N.t) .
S lineárním růstem intenzity záření N registrovaná četnost impulsů n roste nejdříve prakticky též lineárně
(v praxi s koeficientem daným účinností detekce, který zde však považujeme za 1), pak se růst začíná zpomalovat a při vysokých četnostech N>>1/t již dále téměř neroste a dosahuje stavu nasycení: limN®Ąn(N) =1/t (obr.2.3.4 vlevo).


Obr.2.3.4. Vliv mrtvé doby detektoru na odezvovou funkci detektoru.
Vlevo: Non-paralyzabilní ; Vpravo: Paralyzabilní.

¨ Paralyzabilní mrtvá doba (zvaná též kumulativní) je taková, že během ní detektor nejen že neregistruje další částice, ale každá taková částice jež během mrtvé doby vletí do detektoru, znovu prodlouží o tutéž dobu jeho necitlivost - "paralyzuje" činnost detektoru, mrtvá doba se "kumuluje". Jinak řečeno, každý impuls vstupující do detektoru generuje mrtvou dobu t bez ohledu na to, zda je nebo není registrován. Závislost mezi měřenou a skutečnou četností impulsů je zde *)
                   n = N.e
-N.t .
Při zvyšování vstupní četnosti částic odezva opět nejprve stoupá lineárně, pak se zpomaluje a dosáhne vrcholu, načež při dalším zvyšování vstupní četnosti začne odezva detektoru naopak klesat (obr.2.3.4 vpravo). Pro příliš vysoké četnosti N přestává detektor dokonce počítat impulsy úplně: lim
N®Ąn(N) = 0 - detektor je "paralyzován" (zahlcen).
*) Obecné matematické odvození vlivu mrtvé doby na funkční závislost n = n(N) mezi vstupní (teoretickou) a měřenou (registrovanou) četností impulsů je založeno na statistické analýze časového rozložení přicházejících impulsů podle Poissonova rozdělení. Přicházejí-li detekovaná kvanta se skutečnou (teoretickou) průměrnou četností (frekvencí) N, pak pravděpodobnost výskytu impulsu v časovém intervalu dt je N.dt, zatímco pravděpodobnost že impuls padne mimo časový interval t je P(t).dt=N.e-N.t.dt. Složitějšími manipulacemi s integrály tňĄP(t)dt a časovými intervaly lze pak odvodit příslušné funkční závislosti n=n(N).
  V případě non-paralyzabilního detekčního systému je možno toto odvození podstatně zjednodušit pomocí prosté úvahy z "opačné strany": Každý registrovaný impuls je doprovázen dobou necitlivosti detektoru, rovnou hodnotě mrtvé doby
t. Registrujeme-li tedy non-paralyzabilním detekčním systémem n impulsů za vteřinu, pak pro vstupní (teoretické) impulsy četnosti N dochází k efektivnímu zkrácení měřící doby z 1 sekundy na (1-n.t)- sekundy. To znamená, že místo teoretických N impulsů naměříme n=N.(1-n.t) impulsů za běžící sekundu. Z toho jednoduchou úpravou dostáváme výslednou funkční závislost n = N/(1+N.t).
  U paralyzabilního detekčního systému je závislost nelineární, takže je třeba použít diferenciální analýzu. Při vzrůstu přicházející četnosti kvant o
DN se registrovaná četnost změní o Dn = DN-DN.t. ........ ....... .............

Zdroje mrtvé doby
K efektu mrtvé doby obecně přispívají všechny části detekčního systému: vlastní detektor - GM trubice, scintilátor, fotonásobič, polovodičový detektor; předzesilovač či zesilovač; amplitudový analyzátor; čitač impulsů; analogově-digitální konvertor. U scintilačních detektorů je jednou z příčin ztráty impulsů "mrtvou dobou" tzv. pile-up efekt (diskutovaný níže v §2.4 "Scintilační detektory", pasáž "
Scintilační spektrum").
  U GM detektoru je poměrně dlouhá mrtvá doba dána principem detekce a nelze ji příliš zkrátit. U scintilačních a polovodičových detektorů však technický vývoj v oblasti elektroniky a materiálů vedl k podstatnému zkrácení mrtvé doby. Zatímco v minulosti (60.léta) činila mrtvá doba scintilačních detekčních přístrojů cca 5-10
ms, v 80. a 90. letech se tato hodnota díky použití rychlých elektronických součástek zkrátila na cca 1ms. Nejpomalejším článkem detekčního řetězce sa tak postupně stává samotný scintilátor. Z tohoto důvodu jsou v některých přístrojích scintilační krystaly na bázi NaI(Tl) či BGO nahrazovány rychlejšími scintilátory na bázi kysličníků křemíku, dopovaných vzácnými zeminami, především LSO (viz níže"Scintilátory a jejich vlastnosti"). Postupně se limitujícím faktorem mrtvé doby stává fotonásobič - ten však bude v některých aplikacích nahrazován speciálními fotodiodami (viz níže "Fotonásobiče", obr.2.4.2G).
................. vnucená mrtvá doba ...-doplnit....??........

Měření mrtvé doby
Změřit mrtvou dobu detektoru můžeme v zásadě třemi způsoby (máme-li detektor stíněný, pozadí můžeme zanedbat):

Poznámka:
U všech těchto měření mrtvé doby je riziko velkých systematických chyb pramenících z jiných fyzikálně-elektronických vlivů, které mohou simulovat mrtvou dobu! Před vlastním měřením mrtvé doby a interpretací výsledků lze doporučit prozkoumání následujících dvou okolností:
a) Závislost polohy fotopíku na četnosti impulsů - stanovit polohu fotopíku pro použité rozmezí vstupních četností cca 10
2-106imp./s.
b) Časovou stabilitu polohy fotopíku při vysokých četnostech. U některých scintilačních detektorů se projevuje jakýsi "únavový efekt" fotonásobiče: při vysokých tocích elektronů fotonásobičem dochází k postupnému snižování jeho zesílení (většinou reverzibilnímu), což se projevuje postupným poklesem polohy fotopíku. Doporučujeme zatížit detektor tokem impulsů cca 10
6imp./s. a po dobu cca 60min. sledovat polohu fotopíku.
  Částečné uniknutí polohy fotopíku z okénka analyzátoru vede ke snížení detekované četnosti impulsů, což simuluje vliv mrtvé doby.

Korekce na mrtvou dobu
Měříme-li natolik vysoké četnosti kvant záření, že se nezanedbatelně uplatňuje mrtvá doba detektoru, je třeba na tuto mrtvou dobu provést korekci, abychom dostali objektivní a přesné výsledky. K provedení této korekce je samozřejmě potřeba znát konkrétní hodnotu mrtvé doby pro daný detektor, tj. musí být provedeno měření podle předchozího odstavce. Jedná-li se o non-paralyzabilní detektor, provedeme korekci na mrtvou dobu, tj. stanovení skutečné četnosti N na základě změřené četnosti n impulsů, podle jednoduchého vztahu N = n / (1 - n.
t). Obecně lze korekci na mrtvou dobu provést aplikací inverzního vztahu mezi teoretickou a skutečně registrovanou četností impulsů; můžeme k tomu použít i naměřenou závislost mezi teoretickou a registrovanou četností, získanou shora zmíněnou metodou kontinuální změny četnosti impulsů. U paralyzabilní závislosti lze korekci v zásadě provést jen pro nižší četnosti ve stoupající oblasti grafu, pro klesající oblast většinou nelze korekci provést (korekce se stává nejednoznačnou).

Proporcionální detektory
Proporcionální detektory využívají rovněž sekundární ionizace, avšak vlivem nižšího napětí zde nedochází k lavinovitému mikrovýboji, ale pracují v oblasti III
A na voltampérové charakteristice podle obr.2.3.2 - v oblasti proporcionality. Koeficient zesílení je cca 104-105, mrtvá doba bývá řádově 10-6s. Zapojení a konstrukční provedení je podobné jako u G-M detektorů, pracují v impulsním režimu. Výstupní napěťové impulsy jsou úměrné energii detekovaného záření (přesněji řečeno energii, která byla při interakci kvanta záření s plynovou náplní pohlcena), takže tyto detektory mohou být v principu použity pro spektrometrii, i když jejich rozlišení se nevyrovná scintilačním a už vůbec ne polovodičovým detektorům.
...............

Jiskrové detektory
Pro některé aplikace se ojediněle využívají i detektory pracující v poslední (nejvyšší) oblasti voltampérové charakteristiky ionizační komory podle obr.2.3.2 - v oblasti jiskrového výboje. Přivedeme-li na elektrody ionizační komory napětí jen nepatrně nižší než je průrazné napětí vedoucí k samovolnému výboji a přeskoku jiskry, nebude se v klidovém stavu nic dít. Vlétne-li však do prostoru mezi elektrodami kvantum ionizujícího záření, bude okamžitě iniciovat přeskok jiskry, což se projeví jednak průchodem silného elektrického impulsu obvodem, jednak příslušným světelným a zvukovým projevem jiskrového výboje.
  Jiskrové detektory v uspořádání s mnoha elektrodami rozloženými na větší ploše tvoří tzv. jiskrové komory pro registraci stop nabitých částic (tj. pro podobný účel jako např. bublinkové komory - srov. §2.2). Jiskrová komora je tvořena velkým počtem elektrod ve tvaru destiček nebo drátů, na něž se přivádí napětí cca 10kV *). Nabitá částice, která prolétá jiskrovou komorou, způsobuje svou ionizací postupně v jednotlivých oddílech komory mezi elektrodami jiskrové výboje, které sledují stopu částice v komoře. Tyto výboje jsou jednak viditelné a dají se zachytit fotograficky (např. stereoskopicky dvěma fotopřístroji); jsou však také slyšitelné a dají se např. přes piezoelektrické snímače registrovat elektroakusticky. Po skončení registrace se aplikuje elektrické pole pro odstranění vzniklých elektronů a iontů a měřící cyklus se může opakovat. Jiskrové komory jsou schopny pracovat ve velmi rychlých cyklech, přičemž vysoké napětí se na elektrody dá přivádět na příslušně krátký okamžik přes hradlovací obvody spouštěné synchronizačními detektory monitorujícími primární svazek částic před vstupem do jiskrové komory (tzv. trigrování).
*) Vysoké napětí se přivádí buď mezi sousední elektrody (s opačnou polaritou sudých a lichých elektrod), nebo mezi elektrody, tvořícími např. katodu a základovou deskou tvořící opačnou polaritu, např. anodu.

Driftové ionizační komory
Při průletu ionizující částice komorou naplněnou plynem se uvolněné elektrony a ionty nedostávají na sběrnou anodu a katodu okamžitě, ale "prodírají" se plynem - driftují určitou rychlostí (závislou na elektrickém napětí, vzdálenosti od anody a hustotě plynu) k anodě či katodě. Doba driftu elektronů k anodě nese informaci o poloze místa, kterým v trubici částice prošla a v němž způsobila ionizaci. Driftové komory mají několik elektrod tvaru drátků nebo pásků a podle místa - elektrody - kam elektrony doputují a času driftování lze určit průběh dráhy ionizující částice v prostoru. Nejdokonalejší detektory tohoto druhu jsou mnohodrátové driftové komory, složené z většího počtu (i několika tisíc) drátků - elektrod, natažených v plynové náplni v několika vrstvách (v každé vrstvě jsou drátky natažené v jiném směru - tvoří prostorovou mřížku). Při průchodu nabité částice dojde k ionizaci podél její dráhy. Oblaka elektronů v každém místě driftují k nejbližším elektrodám, na nichž tím vzniká elektrický signál. Průsečíky elektrod z různých vrstev, které takto obdržely signál, udávají místa průletu detekované částice. Ionizační oblak elektronů může dorazit i k několika blízkým elektrodám; vyhodnocovací elektronika pak stanovuje souřadnice pomocí vážených průměrů signálů z různých elektrod. Místo průletu nabité částice tak lze určit s přesností cca 0,1mm.
  Mnohodrátové driftové ionizační komory se nyní používají ve složitých detekčních systémech (jako je výše na obr.2.1.3 dole) u urychlovačů. Používá se zpravidla několik vrstev komor, umístěných v silném magnetickém poli. Magnetické pole mění (zakřivuje) dráhy nabitých částic, v závislosti na náboji a hybnosti částice. Ze změn dráhy částic, registrovaných v jednotlivých vrstvách komor, lze pak stanovit hybnost příslušné částice (pokud známe její náboj). Čím přesněji dokážeme změřit hybnosti sekundárních částic vylétajících z místa interakce, tím přesněji můžeme stanovit klidové hmotnosti a další charakteristiky vznikajících zkoumaných částic.

2.4. Scintilační detektory
Scintilační detektory ionizujícího záření jsou založeny na vlastnosti některých látek reagovat světelnými záblesky neboli scintilacemi
(lat. scintilla = jiskra, záblesk) na pohlcení kvant ionizujícího záření; tyto světelné záblesky se pak elektronicky registrují pomocí fotonásobičů. Látky vykazující tuto vlastnost se nazývají scintilátory. Nejstarším používaným scintilátorem je sirník zinečnatý aktivovaný stříbrem ZnS(Ag), ze kterého byla stínítka skiaskopických rentgenových přístrojů, v minulosti se používal i kyanid platino-barnatý. Pro účely detekce záření g se však nejčastěji používá jodid sodný aktivovaný thaliem - NaI(Tl), ve formě monokrystalu. Další scintilační materiály (včetně scintilátorů kapalných) budou uvedeny níže, kde bude též rozebrán mechanismus vzniku scintilací (viz část "Scintilátory a jejich vlastnosti"). Na obr.2.4.1 je schématicky znázorněn základní princip činnosti scintilačního detektoru/spektrometru.


Obr.2.4.1. Principiální schéma scintilačního detektoru s pevným scintilátorem. Vlevo je znázorněn vznik scintilací v krystalu, emise elektronů z fotokatody a jejich násobení systémem dynod.
Ve střední části je elektronické zpracování vzniklých signálů. Horní větev schématu představuje prostou detekci s použitím "jednokanálového" amplitudového analyzátoru a čitače impulsů. Dolní větev schématu znázorňuje spektrometrické měření s použitím analogově-digitálního konvertoru a počítačové akvizice energetického spektra ("mnohokanálový" analyzátor). Na obrazovce je vykreslen typický tvar scintilačního spektra záření gama - ve srovnání se skutečným čárovým spektrem nahoře.
Vpravo je sestavený scintilační detektor (sonda) s krystalem, světlotěsně zapouzdřeným fotonásobičem a odporovým děličem.

Kvantum měřeného neviditelného záření, např. záření g, vniká do scintilačního krystalu, kde se částečně nebo úplně absorbuje a část jeho energie se přemění na záblesk (scintilaci) viditelného světla. Výsledná scintilace je tvořena většinou několika stovkami těchto sekundárních fotonů, v závislosti na absorbované energii primárního detekovaného kvanta. Ke scintilačnímu krystalu je opticky přiložen fotonásobič - speciální optoelektronická součástka, která s vysokou citlivostí převádí scintilační světlo na elektrický signál. Konstrukce a vlastnosti fotonásobičů jsou rozebírány níže v pasáži "Fotonásobiče". V klasickém provedení je fotonásobič vakuová elektronka, na jejímž vstupním okénku je zevnitř nanesena tenká kovová vrstvička - fotokatoda (tloušťky cca 10-7cm, materiálem bývá cesium a antimon s nízkou výstupní prací elektronů), která konvertuje světelné fotony na elektrony. Dále fotonásobič obsahuje soustavu elektrod - tzv. dynod (jejich počet bývá cca 8-12), který funguje jako elektronový zesilovač. Uvnitř celé trubice je samozřejmě vysoké vakuum. Na jednotlivé dynody je přiváděno kladné napětí - na každou dynodu postupně vyší a vyší. Fotony světelného záblesku ze scintilátoru dopadají na fotokatodu, z níž fotoefelektrickým jevem vyrážejí elektrony e-. Každý takový elektron se v elektrickém poli začne zrychleně pohybovat k první (nejbližší) dynodě, na niž je přivedeno kladné napětí řekněme cca 100V. Na tuto dynodu dopadne s kinetickou energií cca 100eV, což způsobí vyražení nejméně 2 či více sekundárních elektronů z kovového povrchu dynody. Tyto elektrony se vydají na cestu k další dynodě, na níž je vyšší kladné napětí - cca 200V. Energie, na kterou se urychlí (danou rozdílem napětí, tedy opět cca 100eV), opět vyrazí pro každý elektron 2 či více sekundárních elektronů - máme tedy již nejméně 4 elektrony, které se pohybují k další dynodě, kde vyrazí opět dvojnásobný počet elektronů atd. Díky tomuto opakovanému násobení se původně malý počet elektronů uvolněných z fotokatody velice zmnoží a na poslední dynodu (již vlastně anodu) dopadne cca 105-108 elektronů, což je již dostatečný počet k vyvolání dobře měřitelného elektrického impulsu o amplitudě A na pracovním odporu R (má hodnotu řádově magaohmy) v elektrickém obvodu. Tento impuls se přes oddělovací kondenzátor C vede na zesilovač a další elektronické obvody ke zpracování.
  K registraci a převodu světelných scintilací na elektrické impulsy mohou být použity i speciální fotodiody, či pole maticově uspořádaných fotodiod
("polovodičové fotonásobiče"), příp. hybridní kombinace elektronkového fotonásobiče s fotokatodou a následné polovodičové registrace fotoelektronů - viz níže pasáž "Speciální druhy fotonásobičů".
  Takto tedy pracuje scintilační detektor, který se dá použít buď samostatně (jeden detektor), nebo může být součástí multidetektorových systémů (srov. výše pasáž "
Uspořádání a konfigurace detektorů záření", obr.2.1.3). Pro elektronické radiační zobrazování se používají soustavy velkého počtu elementárních detektorů a opto-elektronických členů (někdy i několik tisíc) - §4.2 "Scintilační kamery" a §3.2 "Rentgenová diagnostika", část "Elektronické zobrazení X-záření", konkrétně se jedná o tzv. flat-panel s nepřímou konverzí X-záření.

Konstrukční provedení scintilačních krystalů a fotonásobičů
Scintilátory 
mohou být anorganické krystaly, organické plastické materiály, kapalné roztoky organických látek, popř. i vzácné plyny. Zde v základním textu budeme zatím uvažovat anorganické scintilátory, plastické a kapalné scintilátory budou popisovány níže (§2.6 "Detekce a spektrometrie záření a a b. Kapalné scintilátory"). Mechanismy vzniku scintilací a vlastnosti scintilačních materiálů budou rozebírány v části "Scintilátory a jejich vlastnosti". Nejčastěji používanými anorganickými scintilátory jsou krystaly jodidu sodného aktivovaného thaliem - NaI(Tl).
  Pro obecnou detekci a spektrometrii záření g se používají planární scintilační krystaly válcového tvaru o průměru kolem 2-7cm a výšky cca 2-8cm. Pro detekci měkkého g a X záření pak tenké krystaly tloušťky 1-5mm s tenkým aluminiovým nebo beryliovým vstupním okénkem. Pro detekci vysokoenergetického záření g jsou naopak vhodné velkoobjemové scintilační krystaly (cca 20´15cm i větší). Vedle obecně používaných planárních scintilátorů válcového tvaru se vyrábějí i studnové nebo příčně vrtané scintilační krystaly s otvorem pro měření vzorků ve zkumavkách (viz níže §2.7 "Měření radioaktivity vzorků"). Pro měření větších objemů vzorků se používají velkoobjemové studnové scintilační detektory o průměru cca 18cm a výšce asi 12cm s objemem měřícího studnového prostoru cca 250ml. Scintilátory pro speciální účely (jako je pozitronová emisní tomografie PET nebo spektrometry-kalorimetry detekčních systémů u urychlovačů) budou uvedeny na patřičných místech při popisu vlastních metod.
  
Scintilátor NaI(Tl) je umístěn ve světlotěsném hliníkovém pouzdře, které chrání krystal především před pronikáním vnějšího světla do fotonásobiče a též před pronikáním vlhkosti ze vzduchu (NaI je hygroskopický a může docházet k jeho hydrolýze vzdušnou vlhkostí, viz níže "Anorganické scintilátory", obr.2.4.6). Fotony ze scintilačních záblesků jsou emitovány izotropně do všech směrů, často tedy mimo fotokatodu fotonásobiče. Vnitřní strany pouzdra jsou proto opatřeny bílou reflexní vrstvou, která odráží světelné fotony na fotokatodu fotonásobiče.
  
Při prostém přiložení scintilačního krystalu k fotonásobiči by docházelo ke ztrátám scintilačních fotonů totální reflexí ve vzduchové vrstvičce mezi oběma skly, krystalu a fotonásobiče. Prostor mezi výstupním okénkem scintilátoru a fotokatodou je proto vyplněn světlovodným materiálem, nejčastěji se nanáší silikonová vazelina (s indexem lomu přibližně stejným jako u skla), zajišťujícím dobrý optický kontakt fotokatody s krystalem. Pokud jsou fotonásobič a scintilátor dále od sebe, jsou spojeny světlovodičem, ve speciálních případech se používají i světlovodná optická vlákna.

Fotonásobiče
jsou speciální opto-elektronické součástky pro citlivou detekci slabých světelných toků a jejich přeměnu na elektrické signály. Vysoké citlivosti je dosahováno tím, že malý počet elektronů, emitovaných dopadem fotonů (v důsledku fotoelektrického jevu), je násoben opakovaným vyrážením sekundárních elektronů. Signál je tím natolik zesílen, že i dopad jednoho fotonu světla může vyvolat dobře detekovatelný elektrický impuls. Fotonásobiče se používají nejen ve scintilačních detektorech, ale i ve spektrofotometrii, detekci luminiscence (fyzikálního, chemického či biologického původu), detekci Čerenkovova záření, elektronové a hmotnostní spektrometrii a v dalších technických aplikacích.
Pozn.1: Název "fotonásobič" je poněkud zavádějící, nenásobí se v něm fotony. Jedná se spíše o "elektrono-násobič", v němž se násobí sekundární elektrony, uvolněné fotoefektem z fotokatody.
Pozn.2: Nejprve pojednáme o "klasických" druzích fotonásobičů s fotokatodou a dynodami. Speciální fotonásobiče, včetně polovodičových, budou zmíněny níže.
  Klasické fotonásobiče jsou speciální vakuové elektronky, v nichž jsou elektrony generovány fotoemisí z fotokatody. Takový fotonásobič - PMT (PhotoMultiplier), je tvořen skleněnou baňkou opatřenou na jednom (čelním) konci optickým vstupním okénkem s fotokatodou, uvnitř obsahuje řadu elektrod spojených s vývody na patici na druhém konci fotonásobiče. Ojediněle se používají fotonásobiče s bočním vstupním okénkem.

Fotokatoda 
je tvořena velmi tenkou vrstvičkou (tloušťky cca 10
-7cm, je opticky polopropustná) napařenou na vnitřní straně vstupního okénka, pracuje v transmisním režimu (na rozdíl od fotokatody fotonky, která pracuje v emisním režimu; ojediněle se používá emisní, neboli reflexní režim fotokatody i u fotonásobičů). Fotokatoda musí být dostatečně tenká, aby elektrony uvolněné fotoefektem mohly snadno vylétnout ven a nebyly absorbovány v materiálu. Materiálem fotokatody jsou látky s nízkou výstupní prací elektronů pro fotoefekt. Nejčastěji jsou to antimonidy alkalických prvků, např. cesia a antimonu Sb-Cs (SbCs3), bialkalické materiály Cs-K-Sb, Cs-Rb-Cs, Na-K-Sb, dále Ag-O-Cs, nebo multialkalické Na-K-Sb-Cs. Byly též vyvinuty fotokatody z polovodičových materiálů typu p s vhodnou pásovou strukturou, jejichž povrch vykazuje negativní elektronovou afinitu, takže elektrony excitované světlem do vodivostního pásu velmi snadno pronikají ven do vakua. Používá se např. galium-arsenidová fotokatoda GaAs, nebo InGaAs. Důležitým parametrem je tzv. kvantová účinnost fotokatody udávající procentuálně poměr počtu emitovaných elektronů k počtu dopadajících fotonů světla. Tato účinnost závisí jednak na materiálu fotokatody, dále též výrazně na vlnové délce l světla (energii fotonů h.n=h.c/l) - spektrální citlivost *) fotokatody. Pro optimální detekci je žádoucí, aby se luminiscenční spektrum scintilátoru dostatečně překrývalo s maximem spektrální citlivosti fotokatody. V případě, že část spektra zasahuje do ultrafialové oblasti (tak je tomu např. u Čerenkovova záření, viz níže), je žádoucí vstupní okénko fotonásobiče zhotovit z křemenného skla.
*) Spektrální citlivost fotokatody je zdola (pro větší vlnové délky l světla) omezena podmínkou, aby energie h.n=h.c/l fotonu byla vyšší než je výstupní energie elektronů z materiálu fotokatody. Zhora (pro kratší vlnové délky - UV záření) může být omezena optickou prostupností okénka; toto okénko se proto někdy zhotovuje z křemenného skla s lepší propustností pro UV záření. Pro vysoké energie fotonů (X a g) je pravděpodobnost fotoefektu v teničké vrstvě fotokatody velmi malá - fotonásobič je pro přímou detekci tohoto záření nepoužitelný. S využitím konverze tvrdého záření na světelné záblesky ve scintilátorech je naopak detekce velmi účinná.
Dynody 
Slabý tok elektronů z fotokatody je dále zesilovám sekundární emisí elektronů na dynodách. Na povrchu dynod je nanesena tenká vrstvička kovu s nízkou výstupní prací elektronu (nejčastěji SbCs nebo BeO) a tím vysokým součinitelem sekundární emise S, podobně jako je materiál fotokatody. Střední počet vyražených sekundárních elektronů z dynody je úměrný energii dopadajícího elektronu. Proudové zesílení DI jednoho násobícího stupně (jedné dynody) je tedy DI = S.DU, kde DU je mezidynodový potenciál. Při obvyklé hodnotě součinitele S»0,04-0,06 a používaném rozdílu napětí mezi dynodami DU»80-100V činí zesílení jednoho stupně cca DI»3-6. Opakováním elektronového násobícího procesu mezi dynodami lze dosáhnout velkého celkového zesílení G (až 108) původně velmi slabého proudu z fotokatody (pro počet N dynod je celkové zesílení G = DIN). Násobící systém, sestávající z cca 8-12 dynod, je zakončen sběrnou elektrodou - anodou - s nejvyšším kladným potenciálem, odkud se přes pracovní odpor R odebírá výstupní signál.
  Elektrické přívody fotokatody a dynod nejsou vyvedeny "z boku" (až na výjimky), jak je pro názornost nakresleno na obrázcích 2.4.1 a 2.4.2, ale jsou všechny vyvedeny "dole" (na opačném konci než je fotokatoda) v mnoha-kolíkové patici. Pro napájení dynod a anody fotonásobiče se používá vysokonapěťový zdroj (o napětí cca 1000-2000V) a odporový dělič (vyjímečně diodový kaskádní násobič). U třech posledních dynod bývají rezistory v děliči přemostěny kondenzátory, pro zajištění stability napětí v impulzním provozu. Některé elektronické aspekty viz též níže "Elektrické napájení fotonásobičů...".
  Fotonásobič je na obr.2.4.1 vlevo nakreslen jen schématicky a zjednodušeně. Dynody v daném uspořádání mají ve skutečnosti konkávní zakřivený tvar (vhodné tvarování prostorového rozložení potenciálu elektrického pole), zajišťující fokusaci elektronů na další dynodu. Mezi fotokatodou a první dynodou je někdy umístěna mřížka (diafragma), jejíž kladné napětí urychluje emitované elektrony a směruje je na dynodu. Vedle lineárního uspořádání dynod (obr.2.4.2.A) se někdy používá i kompaktní kruhové uspořádání dynod (opět fokusovaného tvaru) do válcové plochy (na obr.2.4.2.B). Často se u fotonásobičů používají dynody lamelového provedení (tvaru "žaluzií" - nefokusované), jsou umístěné ve vrstvách nad sebou; mezerami mezi lamelami ("žaluziemi") procházejí vyražené elektrony na další dynodu s opačně orientovanými lamelami a vyšším kladným napětím (obr.2.4.2.C). Dále dynody tvaru drátěné sítě, hrubší či jemnější. Ojediněle se používá lineární uspořádání čtvrtkruhových dynod (trochu podobné jako na obr.2.4.2.A), mezi nimiž jsou mřížky - označuje se někdy jako krabicově-mřížkové uspořádání. Poslední dynoda - anoda - je u většiny fotonásobičů jedna společná. Existují však speciální multianodové fotonásobiče (obr.2.4.2.D a částečně i obr.2.4.2.H), uvedené níže v pasáži "Speciální druhy fotonásobičů".
Kontinuální kanálkové dynody 
Výše uvedené "klasické" elektronové násobící systémy ve fotonásobičích se skládají z jednotlivých oddělených dynod se sekundární emisí elektronů, napájených napětím z odporového děliče. Lze říci, že je to elektronový multiplikátor s diskrétními dynodami.
  Existuje však i zcela odlišné konstrukční řešení elektronového násobiče - kontinuální dynoda (obr.2.4.2.H). Je tvořena skleněnou trubičkou (kanálkem), která je zevnitř potažena tenkou vrstvičkou polovodivého materiálu, který má vysoký měrný odpor a zároveň dobré vlastnosti sekundární emise elektronů.. Mezi vstupní a výstupní konec trubičky je připojeno vysoké napětí, cca 1000-3000 V, které se podél vnitřní stěny rozdělí a vytvoří velký napěťový gradient. Funkce sekundární emise a napěťového děliče jsou tak sloučeny.
  Fotoelektrony, emitované dopadem světla z fotokatody, vstupují do kanálku, kde při dopadu na vnitřní stěnu způsobují emisi sekundárních elektronů. Tyto elektrony se urychlí gradientem napětí a při dalším dopadu vyrážejí ze stěny další sekundární elektrony. Tento proces se mnohokrát opakuje podél kanálku - sekundární elektrony bombardují stěny trubičky a produkují stále více a více dalších elektronů. Kanálek se tedy chová jako "kontinuálně-dynodový" elektronový násobič, jehož zesílení G je určeno napětím na trubičce
(při napětí 3kV se dosahuje zesílení cca 106-108, srovnatelné s klasickými dynodovými systémy). Z výstupního konce kanálku vylétá nakonec velké množství elektronů, které dopadá na anodu a vytvoří výsledný proudový signál.
  Tento systém kontinuálního kanálového násobiče elektronů
(CEM - Channel Electron Muttiplier) se někdy nazývá channeltron. Trubice channeltronu bývá často zpočátku širší a pak zúžená a zahnutá do tvaru "beraního rohu". Jeho výhodou jsou malé rozměry, při použití vhodně tvarovaného zkrouceného kanálku to mohou být i pouhé centimetry - obr.2.4.2.H vpravo nahoře. Vzhledem k vysoké intenzitě elektrického pole a menší tranzitní vzdálenosti elektronů mají tyto fotonásobiče lepší odolnost vůči magnetickým polím. Channeltrony se používají v optoelektronice, v elektronových a hmotových spektrometrech. Složitá kombinace kanálových násobičů - multikanálové deskové fotonásobiče MCP, jsou uvedeny níže v pasáži "Speciální druhy fotonásobičů".


Obr.2.4.2. Konstrukční uspořádání různých druhů fotonásobičů. V horní části je fotografie, ve střední a dolní části obrázku je schéma konstrukce a činnosti příslušného fotonásobiče.

Speciální druhy fotonásobičů
Zobrazovací polohově citlivé multianodové fotonásobiče PSPMT
 
Pro speciální účely zobrazování polohy světelných zdrojů, především polohy scintilací v radiometrických detektorech, se konstruují složitější fotonásobičové systémy, označované jako PSPMT (Position Sensitive Photomultiplier) - polohově citlivé fotonásobiče. Takový fotonásobič je tvořen fotokatodou o větší ploše (cca 5
´5cm), složitě konfigurovanou soustavou dynod (lamelového nebo kanálkového provedení) a větším počtem anod, uspořádaných na druhé straně evakuované baňky (pravoúhlého tvaru) do matice 4´4, 8´8, nebo 16´16 nezávislých kovových elementů (obr.2.4.2.D). V místě fotokatody, kam dopadne detekovaný světelný foton, se uvolní fotoelektron, který je přitahován a urychlován mezi lamelovými dynodami. Uvolňují se přitom sekundární elektrony, které nakonec dopadají přednostně na tu z anod, která leží naproti místu emise původního fotoelektronu - tj. naproti místu dopadu detekovaného fotonu. Elektronickým vyhodnocením amplitud signálů z jednotlivých anod lze stanovit místo dopadu detekovaného fotonu (resp. záblesku fotonů) na fotokatodě - fotonásobič má zobrazovací vlastnosti. Jeden takový větší, polohově citlivý fotonásobič, může v některých aplikacích (jako jsou speciální scintilační kamery nebo zobrazovací Čerenkovovy detektory) nahradit několik samostatných menších fotonásobičů.
Mikrokanálový deskový fotonásobič 
MCP (Multichannel Plate Photomultiplier) se svým tvarem a provedením zásadně liší od jiných druhů fotonásobičů. Pod plošnou fotokatodou je umístěna destička (disk), v níž je napříč veden velký počet skleněných kapilár (kanálků) o vnitřním průměru cca 5 - 100
mm. Na jejich vnitřní stěně je nanesena polovodičová vrstvička se sekundární emisní vlastností, o vhodném značně vysokém elektrickém odporu. Mezi oběma konci je aplikováno vysoké napětí cca 1000-3000V, které podél vnitřní stěny vytvoří velký napěťový gradient. Elektrony, emitované dopadem světla z fotokatody, vstupují do kanálků, kde při dopadu na vnitřní stěny způsobují emisi sekundárních elektronů. Tyto elektrony se urychlí gradientem napětí a při dalším dopadu vyrážejí další sekundární elektrony. Tento proces se mnohokrát opakuje podél kanálků - sekundární elektrony bombardují stěny kanálků a produkují stále více a více dalších elektronů. Každý kanál se tedy chová jako samostatný elektronový násobič ("kontinuálně-dynodový"). Z výstupního konce každého kanálku vylétá nakonec velké množství elektronů, které dopadá na anodu a vytvoří výsledný proudový signál - obr.2.4.2.H. Vedle fotoelektroniky se MCP detektory používají v elektronových a hmotnostních spektrometrech. V multianodovém provedení mohou mít i zobrazovací vlastnosti, podobně jako výše uvedený PSPMT - obr.2.4.2.H nahoře uprostřed.
Hybridní fotonový detektor HPD 
Zajímavým typem citlivého "fotonásobiče" je tzv. hybridní fotonový detektor HPD (Hybrid Photon Detector). Slučuje princip vakuové elektronky a fotokatody s polovodičovou detekcí fotoelektronů. Je to opět vakuová elektronka s optickým vstupním okénkem, na jehož vnitřní stěně je nanesena tenká vrstvička fotokatody. Fotoelektrony, uvolněné dopadem detekovaného světla, však nedopadají na dynody, ale jsou urychlovány napětím + cca10kV
( na fotokatodu je připojeno záporné napětí cca -10kV, anoda je na nulovém zemnicím potenciálu). Urychlené elektrony dopadají na polovodičový detektor CCD (tvořící anodu), kde uvolňují elektron-děrové páry, jejichž snímáním vznikají elektrické impulsy - na obr.2.4.2.E. Z každého elektronu urychleného napětím U vzniká cca U/3,5 elektronů a děr (při napětí 8kV je "násobicí efekt" cca 2500), což se ještě dále může 10-100-krát násobit lavinovitým efektem při použití lavinové polovodičové diody APD (viz níže). I detekcí jednoho fotonu tedy vzniká poměrně vysoký výstupní impuls, úrovně několika mV/1fotoelektron. Zařízení má vysoký poměr signál-šum a je vhodné pro detekci slabých světelných signálů (single-fotonové měření), jako je Čerenkovovo záření.
  Nejnovějším typem této technologie je zobrazovací (polohově citlivý) pixelový hybridní fotonový detektor. Optické vstupní okénko má větší rozměry a je na vnitřní straně opatřené vysoce homogenní vrstvičkou fotokatody. Fotoelektrony, uvolněné dopadem detekovaného světla, jsou urychlovány napětím 10-20kV, přivedeným na prstencové elektrody. Těchto elektrod je několik (2-5), s napětím postupně rostoucím od 0 na anodě do cca -20kV na fotokatodě. Kromě urychlení slouží tyto elektrody zároveň jako fokusační "elektronová optika", promítající plochu fotokatody na anodu opatřenou pixelovým detektorem (obrácená zmenšená projekce). Urychlené a směrované elektrony pak dopadají na (křemíkový) pixelový detektor, tvořený maticí většího počtu elementárních detektorů (pixelů) - cca 32
´32=1024 pixelů. Tam vyvolávají elektron-děrové páry, jejichž snímáním vznikají elektrické impulsy z jednotlivých pixelů, pozičně odpovídajících příslušnému místu dopadu světla na fotokatodu (obr.2.4.2.F). Přístroj tedy funguje jako citlivý zobrazovací detektor světla. Je vhodný zvláště pro polohově citlivou registraci a zobrazování slabých světelných signálů, jako je Čerenkovovo záření (zobrazovací detektory RICH, viz níže).
Polovodičové fotonásobiče SPM 
Vedle elektronkových (vakuových) detektorů světla - fotonek, klasických fotonásobičů a hybridních HPD, byly vyvinuty i čistě polovodičové detektory světla. Pro vyšší světelné toky, kde není třeba extrémně vysoká citlivost, jsou běžně používané fotoodpory, fotodiody či fototranzistory, pracující v (přibližně)lineárním režimu. Při velmi slabých intenzitách světlo sestává již z jednotlivých oddělených fotonů. Detekce takového světla pak spočívá v "počítání" jednotlivých fotonů. Pro "jednofotonovou" detekci světla (což je standardně úlohou fotonásobičů) byly vyvinuty polovodičové tzv. lavinové fotodiody APD (Avalanche Photodiode). Jsou to křemíkové polovodičové diody zapojené v inverzním směru na vhodné napětí (o něco vyšší než průrazné napětí) tak, aby pracovaly v tzv. Geigerově režimu. Fotoelektron, uvolněný dopadem světla na tenkou povrchovou vrstvičku "
P" (tloušťky <1mm - slouží jako "fotokatoda"), je v silném elektrickém poli urychlován tak, že způsobí další ionizaci, stejně se chová i uvolněný sekundární elektron atd. - je iniciována lavina elektron-děrových párů v ochuzené vrstvě "i" (tloušťky cca 200-500mm), dopadající na protilehlou vrstvu "N" - dočasný elektrický průraz diody (obr.2.4.2.G dole). Je tím dosaženo celkové elektronové zesílení cca 105-106. Do série s diodou je zapojen tzv. zhášecí odpor RQ (hodnoty desítek kW), na němž vzniklý úbytek napětí způsobí rychlé přerušení výboje v diodě. Při lavinovitém průrazu diody vzniká v obvodu dobře detekovatelný elektrický impuls, jehož výška je konstantní, nezávislá na počtu vstupních fotonů, které lavinovitou detekci vyvolaly; tato vlastnost je analogická klasickému Geiger-Müllerovu detektoru s plynovou náplní (viz výše "G.-M. detektory").
  Pro spektrometrii je určitou nevýhodou fotonové detekce jednou fotodiodou APD uniformní velikost výstupního signálu (který je dán kapacitami a odpory v obvodu diody), která neumožňuje rozlišit mezi detekcí jednoho nebo více fotonů. Tato nevýhoda byla odstraněna použitím celého pole většího počtu malých APD elementů, hustě umístěných na jedné malé polovodičové destičce, včetně zhášecích rezistorů pro každý element. Jednotlivé elementy (APD+zhášecí rezistor) jsou zapojeny paralelně, takže výstupní signál je součtem signálů z jednotlivých elementů - horní část obr.2.4.2.G. Při nízkém světelném toku je malá pravděpodobnost současného dopadu více fotonů do jedné buňky (dopad většího počtu fotonů se projeví aktivací více nezávislých buněk), takže výstupní signál bude úměrný počtu fotonů dopadajících do detekčního pole. Výstupní signál se standardně odebírá z pracovního rezistoru R (cca 100
W) přes oddělovací kondenzátor C (cca 0,1mF).
  Optoelektrické součástky tohoto druhu se někdy též nazývají "křemíkové fotonásobiče" a označují se zkratkou SiPM (Silicon Photomultiplier), nebo SPM (Semiconductor Photomultiplier), též SSPM (Solid-state Photomultiplier), či MPPC (Multi-pixel Photon Counter). Vzhledem k svým malým rozměrům a hmotnosti, odolnosti mechanické a vůči magnetickému poli, snadné instalaci a zapojení lze očekávat, že v budoucnu nahradí klasické fotonásobiče v řadě aplikací, jako jsou Čerenkovovy zobrazovací detektory nebo hybridní zobrazovací kombinace PET+MRI.
Fyzikální vlastnosti fotonásobičů 
Základním parametrem fotonásobiče je jeho celková citlivost S, daná součinem citlivosti fotokatody S
F a násobícího zesílení dynod G (gain) :
      S = S
F . G .
V obecné optoelektronice se celková citlivost fotonásobiče udává v proudových jednotkách [Ampér/lumen], činí zhruba 10 až 100 A/lm
(přičemž ovšem největší přípustné vystupní proudy fotonásobičů jsou jen desítky mA - viz níže "Nepříznivé vlivy u fotonásobičů"). V radiometrii se citlivost fotokatody vyjadřuje jako [elektron/foton] - počet emitovaných elektronů na dopadající foton, nebo jako kvantová účinnost, vyjadřující tuto okolnost v [%]. Citlivost fotokatody výrazně závisí na vlnové délce (energii fotonů) dopadajícího záření - mluvíme o spektrální citlivosti fotokatody, která se vyjadřuje graficky. Často se používá relativní spektrální citlivost v [%], která je vztažena k maximální hodnotě spektrální citlivosti.
  Linearita odezvy fotonásobiče charakterizuje přímou úměrnost mezi intenzitou dopadajícího světla a výstupním proudem. Fotonásobiče obvykle bývají lineární v širokém rozsahu zářivého toku na fotokatodu, cca 102-1010 fotonů/sec. V oblasti větších zářivých toků se linearita začíná omezovat (výstupní signál je nižší) v důsledku únavy dynod a vlivem velkého prostorového náboje shluku elektronů u posledních dynod.
  Časová konstanta fotonásobiče charakterizuje trvání (šířku) proudového impulsu na výstupu fotonásobiče při dopadu mžikového (téměř nekonečně krátkého) světelného záblesku na fotokatodu. Trvání výstupního proudového impulsu z anody je ovlivněno především rychlostmi (rychlostním rozdělením) sekundárních elektronů a různými délkami průletových drah elektronů od fotokatody mezi dynodami. Vzhelem k časovému rozptylu průletové doby nepřicházejí všechny sekundární elektrony z mžikového fotoefektu na anodu současně, ale jejich časové rozdělení tvoří impuls (přibližně Gaussovského tvaru) o pološířce cca 10-8sec., podle různých tvarů a uspořádání násobících soustav. Časová konstanta fotonásobiče, doba trvání scintilace v krystalu a časová konstanta elektroniky určují rychlost scintilačního radiometru - jeho mrtvou dobu, neboli časové rozlišení (je analyzováno výše v pasáži "Mrtvá doba detektorů").
  Odstup signálu od šumu se projevuje hlavně při měření velmi nízkých světelných toků na fotokatodu. Šum fotonásobiče je způsoben "temným proudem" - výstupním proudem, který protéká fotonásobičem při neosvětlené fotokatodě (viz níže "Nepříznivé vlivy u fotonásobičů"). Tento proud za tmy je tvořen především termoemisí elektronů z fotokatody a dynod, svodovými proudy mezi elektrodami a mezi vývody v patici fotonásobiče. Při pokojové teplotě bývá temný proud cca 10-15A, chlazením fotonásobiče ho lze podstatně zmenšit. Odstup signálu od šumu se někdy vyjadřuje pomocí tzv. světelného ekvivalentu temného šumu (ENI - Equivalent Noise Input), což je hodnota světelného toku dopadajícího na fotokatodu, který způsobí na výstupu fotonásobiče signál, rovnající se temnému proudu.
Nepříznivé vlivy u fotonásobičů 
I když fotonásobiče jsou velmi citlivými a dokonalými detektory světla, jako u každého složitějšího přístroje se zde může projevovat několik nepříznivých vlivů, zhoršujících detekční vlastnosti.
  Jedním z nepříznivých jevů u fotonásobičů je tzv. temný proud: je to elektrický proud protékající fotonásobičem, i když fotokatoda není ozářena. Temný proud je způsoben termoemisí elektronů z fotokatody (ke které v malé míře dochází i za normální teploty), příp. se na něm podílí termoemise z prvních dynod; násobícím efektem na ostatních dynodách je pak zesílen. Statistické fluktuace temného proudu vyvolávají detekované šumové impulsy. Temný proud fotonásobiče je teplotně závislý, chlazením fotokatody nebo celého fotonásobiče jej podstatně snížíme.
  Dalším problémem, ovlivňujícím energetickou rozlišovací schopnost celého detekčního systému, je nehomogenita sběru fotoelektronů; zvláště z okrajových částí fotokatody je snížená účinnost sběru fotoelektronů na první dynodu násobícího systému. Ke zhoršování energetického rozlišení přispívají i statistické fluktuace kvantové účinnosti a temného proudu, které se superponují s užitečným signálem a rozmazávají amplitudu výstupních impulsů.
  Problematické je dále použití fotonásobičů za přítomnosti magnetického pole, které Lorentzovou silou odchyluje elektrony na jejich dráze mezi dynodami. V silnějším magnetickém poli fotonásobiče přestávají fungovat!
  Při silnějších světelných tocích může docházet k proudovému přetížení fotonásobiče - na poslední dynody dopadá enorrmní tok elektronů, který způsobuje "únavu" dynod, vedoucí ke snížení jejich emisní schopnosti. Při krátkodobém přetížení celkovým proudem několik desítek nebo stovek miliampér se jedná o reverzibilní jev, kdy po jisté době "odpočinku" nastává návrat fotonásobiče do původního stavu. Avšak při velkém či trvalém přetížení dochází k velké únavě nebo i k trvalému poškození posledních dynod (u velkých proudů i k tepelnému poškození - "spálení" povrchu dynody)!
Pozn.:  Uvedené vlastnosti se týkají "klasických" fotonásobičů s fotokatodou a dynodami. S patřičnými modifikacemi mohou být tyto parametry a vlivy aplikovány i na fotodetektory polovodičové.

Scintilační sonda
Scintilační krystal a fotonásobič s paticí a odporovým děličem pro napájení dynod, popř. s předzesilovačem, jsou umístěny ve světlotěsném pouzdře*); tento celek tvoří tzv. scintilační sondu či scintilační detekční jednotku, obecně nazývanou scintilační detektor - obr.2.4.1 vpravo. V dalším se budeme zabývat scintilačními detektory s "klasickými" vakuovými fotonásobiči s diskrétními dynodami napájenými z odporového děliče - ty se pro detekci a spektrometrii záření zatím používají daleko nejčastěji.
*) Upozornění: Světlotěsnost scintilačního detektoru je zcela zásadní podmínkou jeho funkce. Scintilační sonda nesmí být na světle rozebrána při připojeném vysokém napětí na fotonásobiči, neboť vysoký světelný tok by vyvolal tak silný proud elektronů na dynodách, že by mohlo dojít k jejich nevratnému poškození a zničení fotonásobiče! - bylo diskutováno výše v pasáži "Nepříznivé vlivy u fotonásobičů".
  U detektorů pro obecné použití je toto pouzdro zpravidla snadno rozebíratelné, aby krystal a fotonásobič bylo možno vyměnit a sestavit tak scintilační sondu požadovaných vlastností pro jednotlivé aplikace. Jednoúčelové scintilační sondy bývají pevně sestaveny do tzv. scintibloku. Jedním z úkolů kovového pouzdra scintilační sondy je i magnetické stínění fotonásobiče
(příp. vnější magnetické pole by mohlo ovlivňovat pohyb elektronů ve fotonásobiči a měnit tak jeho zesílení).
  Zcela speciálním složitým scintilačním detektorem je scintilační kamera obsahující tenký velkoplošný scintilační krystal opatřený mnoha fotonásobiči - viz kap.4 "
Radionuklidová Scintigrafie", §4.2 "Scintilační kamery". Pro různé detekční a spektrometrické účely se konstruují často velmi složité systémy mnoha scintilačních detektorů v nejrůznějších geometrických uspořádáních, příp. v kombinaci s dalšími druhy detektorů záření nebo stop částic. U velkých urychlovačů jsou budovány rozsáhlé detekční systémy, obsahující mimo mnoha jiných detektorů i několik tisíc jednotlivých scintilačních detektorů, zapojených v koincidenčním či antikoincidenčním režimu do složitých elektronických vyhodnocovacích aparatur (jak bylo zmíněno výše v pasáži "Uspořádání a konfigurace detektorů záření").

Elektrické napájení fotonásobiče a zpracování výstupních impulsů ze scintilačního detektoru
Pro správnou "násobicí" činnost fotonásobiče je třeba na jeho jednotlivé elektrody - fotokatodu, dynody, anodu - přivést odpovídající vysoké napětí. Základní napájecí napětí cca 500
¸1500V, přivedené z vysokonapěťového (VN) zdroje, je pomocí sady odporů (rezistorů) - odporového děliče - rozděleno na postupně vzrůstající napětí a vedeno na jednotlivé dynody (poslední dynody před anodou jsou někdy blokovány kondenzátory, aby jejich zvýšený impulsní proud nezpůsoboval kolísání napětí na děliči, což by vedlo ke změnám zesílení v systému dynod). Mezi fotokatodu a první dynodu je přivedeno zpravidla vyšší napětí, než mezi ostatní sousední dynody (vzdálenost první dynody od fotokatody je též větší, než mezi ostaními dynodami). Mezi fotokatodu a anodu je připojeno plné napětí přes pracovní odpor (hodnoty řádově MW), na němž proudový impuls, vzniklý při průchodu elektronů fotonásobičem, vyvolává napěťový impuls (efektem "úbytku napětí" podle Ohmova zákona). Tento výstupní napěťový impuls se přes oddělovací kondenzátor vede na zesilovač k dalšímu elektronickému zpracování.
  
Nejjednodušší zapojení fotonásobiče je jednožilové napájení s kladnou polaritou, kdy k fotonásobiči vede jen jeden koaxiální kabel. Jeho "živý" vodič napájí kladným napětím 500¸1500V jak anodu, tak přes odporový dělič jednotlivé dynody. Ke zdroji VN je kabel připojen přes pracovní odpor (ten je součástí zdroje VN), z něhož se přes oddělovací kondenzátor odebírají napěťové impulsy vzniklé na tomto odporu při průchodu elektronů fotonásobičem. Toto zapojení je jednoduché a elegantní, avšak nelze při něm plně využít zesílení fotonásobiče. Je vhodné pro detekci záření vyšších energií (od desítek keV), kdy scintilace jsou dostatečně intenzívní a signál fotonásobiče poměrně vysoký.
  Pro nízké energie je vhodnější složitější vícežilové zapojení se zápornou polaritou. Na fotokatodu je přivedeno plné záporné napětí (-500 ¸ -1500V), odporovým děličem pak na jednotlivé dynody postupně klesající záporné napětí; anoda je přes pracovní odpor připojena na nulový zemnící potenciál. Výstupní impulsy z pracovního odporu se odvádějí samostatným "signálovým" koaxiálním kablíkem k zesilovači. V patici fotonásobiče pak může být instalován i předzesilovač impulsů. Záporná polarita s anodou na "nulovém" zemnicím potenciálu (v klidovém režimu) je výhodná zvláště tehdy, když se provádí složitější slaboproudé elektronické zpracování výstupních signálů a přílišný celkový potenciálový rozdíl by mohl působit rušivě; tak je tomu např. u výše zmíněných hybridních fotonových detektorů HPD.
  Při detekci záření se na výstupu fotonásobiče objevuje velké množství elektrických impulsů různých velikostí, které je nutno dále zprácovávat a vyhodnocovat. K tomu slouží příslušné elektronické obvody, které impulsy zesilují, třídí je podle velikosti, počítají, registrují, zobrazují. Zpracování těchto impulsů lze provádět dvěma základními způsoby, podle účelu scintilačního měření (horní a dolní větev ve schématu na obr.2.4.1):

  Ve speciálních případech vícedetektorových systémů se provádí další elektronická analýza signálů - koincidence, antikoincidence a komparace signálů z jednotlivých fotonásobičů - za účelem zobrazení, vyhodnocení polohy zdrojů, trajektorií částic či úhlových korelací.

Přednosti scintilačního detektoru
Porovnáme-li situaci s G.-M. detektorem, vidíme, že jsme dosáhli podobného výsledku - byla opět uskutečněna detekce kvanta neviditelného ionizujícího záření převedením na elektrický impuls na výstupu fotonásobiče. Může vzniknout otázka: Proč tak složitě? Odpověď zní: Scintilační detektory mají ve srovnání s G.-M. detektory tři zásadní přednosti (uvedeme je zde pro nejčastější případ detekce záření gama) :

  1. Vysoká detekční účinnost (citlivost)
    V masívním scintilačním krystalu o poměrně vysoké hustotě a protonovém čísle se účinně absorbuje (a tedy detekuje) podstatně větší část záření gama než ve zředěném plynu G.-M. trubice (kde většina kvant
    g prolétá bez interakce). Scintilační detektory tedy mají vysokou detekční účinnost (citlivost), která se často blíží 100%.
  2. Krátká mrtvá doba 
    Doba trvání scintilace v krystalu je neobyčejně krátká - jen asi 10
    -9sec. Doba, po kterou procházejí elektrony a násobí se ve fotonásobiči, je rovněž velmi krátká - cca 10-8sec. Doba formování a zpracování elektrického impulsu (časová konstanta) v zesilovači a analyzátoru je u současné elektroniky cca 10-6sekundy; právě tato (nejpomalejší) doba je v celém spektrometrickém řetězci určující *). Mrtvá doba scintilačního detektoru je tedy asi 1ms, což je téměř 100-krát kratší, než u G.-M. detektorů.
    *) Technický pokrok v elektronice (použití rychlých elektronických součástek schopných pracovat v gigahertzové frekvenční oblasti) však mrtvou dobu elektroniky zkrátil více než 10-krát. Nejpomalejším článkem detekčního řetězce sa tak postupně stává samotný scintilátor - doba trvání scintilace, scintilační dosvit. Z tohoto důvodu jsou v některých přístrojích (jako jsou kamery PET nebo rychlé multidetektorové CT) scintilační krystaly na bázi NaI(Tl) či BGO nahrazovány rychlejšími scintilátory na bázi kysličníků křemíku, dopovaných vzácnými zeminami, především LSO (viz níže"Scintilátory a jejich vlastnosti"). Postupně se limitujícím faktorem mrtvé doby stává fotonásobič (u přístrojů CT, kde je požadována pouze rychlá detekce a nikoli spektrometrie, jsou místo fotonásobičů používány miniaturní fotodiody, které jsou rychlejší a též podstatně levnější).
  3. Spektrometrické vlastnosti 
    Intenzita světelného záblesku ve scintilátoru je přímo úměrná energii kvanta, která se tam pohltila. A intenzitě záblesku je přímo úměrný počet fotoelektronů emitovaných z fotokatody fotonásobiče. Multiplikační proces elektronů na dynodách je rovněž přesně lineární. Takže amplituda A výstupního impulsu z fotonásobiče je přímo úměrná energii E
    g detekovaného záření: A ~ Eg (přesněji řečeno amplituda je úměrná energii kvanta, která byla ve scintilátoru absorbována; odchylky od této proporcionality budou diskutovány níže v část "Scintilační spektrum"). Amplitudovou analýzou výstupních impulsů ze scintilačního detektoru můžeme tedy provádět energetickou analýzu detekovaného záření - jeho spektrometrii.

  Tyto tři vlastnosti dělají ze scintilačního detektoru téměř ideální přístroj pro detekci a spektrometrii ionizujícího záření, především záření gama. Vysoká detekční citlivost umožňuje jeho použití pro detekci i velmi slabého záření či nízkých aktivit. Krátká mrtvá doba zase umožňuje bezztrátové měření i relativně vyšších intenzit záření či vyšších aktivit.*) Scintilační detektor má tedy značně široké rozmezí detekovatelných intenzit ionizujícího záření, s možností spektrometrické selekce a analýzy.
*) Pro mrtvou dobu scintilačního detektoru platí stejná závislost, jako je uvedena na obr.2.3.4 vlevo v odstavci o G.-M. detektoru, přičemž hodnota mrtvé doby je většinou
t @1ms. Stejné zásady platí i pro měření mrtvé doby a event. korekci na mrtvou dobu.

Scintilační spektrum záření gama
Zastavme se podrobněji u bodu 3 - spektrometrie. Scintilační detektory se daleko nejčastěji používají pro záření gama. Představme si zpočátku, že ozařujeme scintilační detektor monoenergetickým zářením gama *) o energii E
g. Skutečné ("fyzikální") spektrum tohoto záření bude mít jednoduchý tvar podle obr.2.4.1 vpravo nahoře - jediný uzoučký pík g1 ve spektru (další dvě linie zatím neuvažujeme). Fotony záření gama budou interagovat se scintilátorem buď fotoefektem - pak při jediné interakci jsou fotony pohlceny a odevzdají veškerou svou energii ionizujícímu elektronu, nebo Comptonovým rozptylem, kdy odevzdají elektronu jen část své energie (a pak buď uniknou nebo vyvolají další interakci), při vysokých energiích i tvorbou elektron-pozitronových párů (s řadou následných interakcí včetně anihilace pozitronu s elektronem za vzniku dalšího záření g). Vzniklé sekundární elektrony pak v materiálu detektoru předávají svou energii v sérii kolizí, dokud se zcela nezabrzdí (na termální energii). Výška impulsu na výstupu fotonásobiče bude vždy úměrná energii, kterou foton gama skutečně ztratil v krystalu.
*) Gama-fotony pocházejí z jaderných přechodů mezi diskrétními hladinami s přesně danými energiemi, takže jsou v zásadě monoenergetické, jejich ideální fyzikální spektrum představuje ostrou linii na energii Eg. Velmi malé kolísání hodnot energie je způsobeno kvantovými relacemi neurčitosti a zpětným odrazem jader při emisi gama-fotonu. Dále, jelikož tyto fotony prakticky nikdy nepocházejí z volných jader, ale jsou emitovány z radioaktivních atomů obsažených v látce (v určitém materiálu), některé fotony interagují s látkou ještě před opuštěním vzorku. To rovněž může poněkud rozmazat jejich energii. Velikost tohoto rozšíření je však obecně velmi malá oproti efektům při vlastní detekci záření. Skutečné, fyzikální, spektrum záření gama můžeme proto považovat za prakticky čárové (monoenergetické).
  Vyneseme-li do grafu na vodorovnou osu velikost amplitudy A výstupních impulsů z fotonásobiče a na svislou osu vždy počet impulsů n s touto amplitudou A, dostaneme křivku charakteristického tvaru na obr.2.4.1 vpravo dole - scintilační spektrum záření gama. Vodorovnou osu amplitudy lze ocejchovat tak, aby jednotlivé dílky odpovídaly přímo energii detekovaného záření v keV (viz níže). Podrobněji je struktura scintilačního spektra znázorněna na obr.2.4.3 vlevo.


Obr.2.4.3. Scintilační spektrum.
Vlevo: Struktura scintilačního spektra. Vpravo: Závislost tvaru scintilačního spektra na rozptylujícím látkovém prostředí.

Fotopík - energetické rozlišení scintilačního detektoru
Na křivce scintilačního spektra je vidět výrazný pík - tzv. fotopík či pík totální absobrbce, odpovídající fotonům
g, které byly v krystalu úplně pohlceny (především fotoefektem, příp. vícenásobným rozptylem či kombinací několika interakcí) a odevzdaly veškerou svou energii.
  Vzniká otázka, proč je fotopík poměrně široký, když skutečné spektrum monoenergetického záření gama je velice úzké - diskrétní, čárové? Je několik příčin tohoto "rozmazání" fotopíku:
1. Primární omezení na energetickou rozlišovací schopnost je způsobeno statistickými fluktuacemi v počtu uvolňovaných scintilačních fotonů N. To dává základní teoretický limit, jaké nejlepší rozlišení se dá získat s daným krystalem o známém světelném výtěžku - pro níže definované rozlišení jako pološířku fotopíku v procentech to je R = (2,35/
ÖN).100%. U scintilátoru NaI(Tl) se na jeden keV uvolní v průměru asi 40 scintilačních fotonů; podle zákonitostí kvantové statistiky to bude 40±6 fotonů, tj. relativní statistické fluktuace v počtu emitovaných fotonů při scintilaci budou činit cca 16% pro tuto energii 1keV a R@37%. Nedokonalý přenos scintilací na fotonásobič a nedokonalá účinnost opto-elektrické detekce fotonů dále snižuje počet detekovaných fotonů a zhoršuje statistické fluktuace skutečně detekovaných fotonů. Tyto statistické fluktuace v počtu detekovaných světelných fotonů rozmazávají amplitudu výstupních impulsů - a tím i fotopík.
2. Nelinearita světelného výtěžku scintilátoru (neproporcionální světelný výkon) - počet fotonů světla, emitovaný na jednotku absorbované energie není konstantní, ale závisí na energii částic, excitujících krystal *). Scintilace v krystalu vznikají kaskádami sekundárních elektronů o různých energiích, takže pokud je světelný výtěžek neproporcionální, bude se počet emitovaných fotonů lišit (podle různé distribuce energie primárního detekovaného kvanta na kaskádu fotonů a elektronů o různých energiích), i když celková absorbovaná energie je stejná. To způsobuje degradaci energetického rozlišení.
*) Porušení proporcionality scintilačního výtěžku se projevuje především v oblasti nízkých energií (jednotky keV). Hlavní příčinou je vysoká koncentrace nosičů náboje vzniklých při interakci ionizujícího záření se scintilačním materiálem. S poklesem kinetické energie elektronu pohybujícího se v látkovém prostředí se (podle Betheova vztahu) zvyšuje lineární přenos energie dE/dx a roste hustota ionizace podél dráhy. To vede k vyšším neradiačním rekombinacím elektronů s ionty - dochází ke "zhášení" potenciálně scintilujících elektronových příspěvků a tím ke sníženému scintilačnímu výtěžku v oblasti nízkých energií. Část nosičů náboje ale může difundovat do okolí s nižší hustotou ionizace, kde mohou způsobovat scintilace. To závisí na pohyblivosti nosičů náboje v daném materiálu. K anomáliím proporcionality přispívají i výrazné změny účinného průřezu interakce v oblastech vazbových energií na K a L slupkách scintilačního materiálu (efekty K- a L-hrany).
Nelinearitu scintilačního výtěžku lze charakterizovat jako funkci energie fotonů nebo elektronů. Rozeznáváme fotonovou neproporcionalitu odezvy, která má vliv na linearitu energetické kalibrační funkce detektoru. Z hlediska vlivu na energetické rozlišení je však důležitější nelinearita odezvy jako funkce energie elektronů - elektronová neproporcionalita odezvy.
3. Nedokonalá (nehomogenní) účinnost sběru scintilačních fotonů na fotokatodu fotonásobiče. Dojde-li ke scintilaci v periferních částech krystalu vzdálených od fotokatody, dopadne na fotokatodu poněkud menší množství fotonů, než když ke scintilaci dojde uprostřed a poblíž fotokatody; amplituda výstupních impulsů se bude lišit i při stejné odevzdané energii primárního záření. Tento efekt se zhoršuje, pokud není scintilační krystal dostatečně opticky průzračný a homogenní. Rozlišení tedy závisí i na dokonalé optické průzračnosti scintilačního materiálu - aby pokud možno stejné procento scintilačních fotonů, nezávisle na místě scintilace, mohlo dopadnout na fotokatodu fotonásobiče.
4. Nehomogenní fotoelektrická citlivost fotokatody - dopad stejného množství fotonů může v různých místech fotokatody vést k emisi poněkud jiného počtu fotoelektronů. Projevuje se též nehomogenita sběru fotoelektronů; zvláště z okrajových částí fotokatody je snížená účinnost sběru fotoelektronů na první dynodu.
5. Statistické fluktuace kvantové účinnosti a temného proudu fotonásobiče, které se superponují s užitečným signálem a rozmazávají amplitudu výstupních impulsů.
  Tyto efekty způsobují "rozmazání" fotopíku a zhoršení energetické rozlišovací schopnosti scintilačního detektoru. Z bodů 1.-3. vyplývá, že nejlepší energetická rozlišovací schopnost se dá očekávat u scintilátorů s vysokým a energeticky proporcionálním scintilačním výtěžkem, s vysokou optickou průzračností a dobrým optickým kontaktem s fotonásobičem.
  Energetickým rozlišením R detektoru rozumíme nejmenší rozdíl energií detekovaného záření, které ve spektru ještě rozlišíme jako dva píky, nebo ekvivalentně tzv. pološířku fotopíku D1/2 - jeho šířku v poloviční výšce (FWHM). Rozlišení se vyjadřuje buď absolutně v keV, nebo relativně (procentuálně) jako podíl pološířky D1/2 k hodnotě energie Eg středu fotopíku: R = (D1/2/Eg) .100 [%]. Změřená hodnota energetického rozlišení je závislá na energii Eg; je zvykem ji udávat pro Eg = 662keV radionuklidu 137Cs (obr.2.4.3 vlevo).
  U scintilátoru NaI(Tl) by teoretický limit rozlišení, plynoucí čistě ze statistiky počtu emitovaných scintilačních fotonů, pro energii 662keV činil cca 1,4%. Ve skutečnosti je však rozlišení podstatně horší
(může za to značná neproporcionalita světelného výtěžku v oblasti nízkých energií a ostatní vlivy rozebírané výše na začátku tohoto odstavce). Pro scintilační detektory NaI(Tl) běžných provedení se energetické rozlišení pohybuje kolem 6-10%; lepší je pro malé tenké scintilační krystaly, zatímco pro velkoobjemové a studnové detektory se zhoršuje na cca 15-17%. Nejlepší energetické rozlišení cca 3% poskytuje lanthan-bromidový scintilační krystal dopovaný cerem LaBr3(:Ce); je to díky jeho vysokému světelnému výtěžku 63000 fotonů/MeV a dobré energetické proporcionalitě.
  Na obr.2.4.1 vpravo vidíme, jak nedokonalé energetické rozlišení scintilačního detektoru způsobuje, že fotopíky dvou spektrálních liní záření
g2 a g3 s blízkými energiemi se částečně slévají v jeden vrchol; pokud by obě energie byly ještě bližší, vznikl by jediný fotopík, z něhož by nebylo možno tyto energie odlišit. V takovém případě je nutno použít detektor polovodičový (viz níže §2.5 "Polovodičové detektory", obr.2.5.1).
Terminologická poznámka: 
Ve starší literatuře se můžeme setkat s pojmy "diferenciální spektrum" a "integální spektrum". Toto pochází z doby, kdy amplitudové analyzátory nebyly ještě tak dokonalé, byla buď jen dolní diskriminační úroveň, nebo dvě nezávislé úrovně. "Integrální spektrum" vznikalo tak, že se měřila integrální četnost impulsů při postupném posunování dolní diskriminační úrovně směrem nahoru; byla to klesající křivka s největším gradientem poklesu v místě fotopíku. Derivací "integrálního spektra" vznikalo skutečné spektrum, zvané tehdy "diferenciální". Pojem "integrální spektrum" se již dlouhou dobu nepoužívá, každé spektrum je "diferenciální" s určitou šířkou okénka analyzátoru. Používá se název spektrum či energetické spektrum, popř. s přívlastkem "scintilační" nebo "polovodičové".
Spojité comptonovsky rozptýlené spektrum 
Před fotopíkem se směrem doleva až k počátku grafu táhne spojité spektrum odpovídající fotonům, které v krystalu ztratily jen část své energie Comptonovým rozptylem (obr.2.4.3). Spojité comptonovsky rozptýlené spektrum má charakteristický tvar plynoucí ze zákonitostí Comptonova rozptylu
(viz §1.6 "Ionizující záření", část "Interakce záření gama a X", pasáž "Comptonův rozptyl"). Těsně před fotopíkem končí Comptonovo kontinuum poměrně rychlým poklesem zvaným Comptonovská hrana - odpovídá maximálně možné energii předané elektronům při jednom Comptonovu rozptylu daného záření gama (při totálním odrazu o 180°). Při vícenásobném Comptonovu rozptylu fotonu g je předaná energie vyšší - část Comptonova rozptylu zasahuje i do oblasti fotopíku, což působí rušivě při spektrometrii. Tvar a relativní zastoupení Comptonova spektra vzhledem k fotopíku poněkud závisí na geometrických poměrech při detekci. Ve spojitém Comptonově continuu lze někdy pozorovat nízký a široký pík zpětného rozptylu odpovídající fotonům, které byly rozptýleny v okolním materiálu a pak teprve detekovány...... Jelikož ke Comptonovu rozptylu dochází i ve vlastním měřeném vzorku a v materiálu v okolí detektoru, může být za přítomnosti většího množství rozptylujícího prostředí podstatně zvýšené zastoupení (výška) spojité části spektra, jak je vidět na obr.2.4.3 vpravo dole.
X-únikové spektrum
Při absorbci primárního fotonu
g v materiálu scintilátoru fotoefektem vzniká charakteristické X-záření (K-série), které se sice většinou absorbuje a přispívá pak k fotopíku, avšak určitá část ho může uniknout z detektoru. Pokud k tomu dojde, vzniká pak odezva snížená o energii tohoto fotonu X. V případě scintilátoru NaI(Tl) se jedná o charakteristické X-záření jódu, jehož energie činí asi 28keV. Při energiích g vyšších než asi 200keV, kdy je fotopík široký, padnou příslušné impulsy do fotopíku a způsobí pouze určité rozšíření jeho náběžné části. Při nízkých energiích (kolem 60-80keV, kdy je fotopík užší) se však ve spektru může objevit tzv. únikový pík, ležící asi o 28keV níže než hlavní fotopík.
Anihilační spektrum
Při detekci záření
g o energii Eg vyšší než 1,022MeV dochází při interakci s materiálem detektoru k produkci elektron-pozitronových párů, přičemž pozitrony vzápětí anihilují s elektrony za vzniku dvou kvant gama o energii 511keV. Ve spektru se proto objevuje anihilační fotopík odpovídající této energii 511keV. Pokud jsou oba anihilační fotony detekovány úplnou absorbcí, přispívají k primárnímu fotopíku. Dále, některý z anihilačních fotonů 511keV může uniknout z detektoru, což sníží odezvu o tuto energii - ve spektru se objevuje únikový pík odpovídající energii Eg-511keV. Pokud uniknou oba anihilační fotony, projeví se to píkem v oblasti energie o 1022keV nižší než primární fotopík.
Sumační (kioncidenční) píky
jsou rozebírány v následující pasáži "Spektrometrie záření gama".
Pile-up efekt
Vlétnou-li do scintilátoru dvě kvanta záření téměř současně, nejsou příslušné scintilace detekovány odděleně, ale světelná a elektrická odezva od obou kvant se sečte (pile-up = kumulace) a dá vznik jedinému výslednému impulsu na výstupu fotonásobiče, jehož amplituda odpovídá součtu amplitud z obou scintilací. Jestliže jedna nebo obě scintilace odpovídají fotopíku, pak vzniklý sumační impuls bude nad fotopíkem; při měření v okénku analyzátoru nastaveném na fotopík tedy impuls padne mimo okénko a odpovídající dvojice kvant nebude detekována. Tato situace nastává především při vysokých četnostech kvant záření - pile-up efekt přispívá ke ztrátě mrtvou dobou, může simulovat tzv. paralyzabilní složku mrtvé doby. Pokud však dojde k pile-up efektu u dvou současných Comptonovsky rozptýlených fotonů, výsledný impuls může svou amplitudou padnout do fotopíku. Tato situace se může nepříznivě uplatňovat u scintigrafie při vysokých četnostech impulsů - viz §4.2 "
Scintilační kamery", část "Nepříznivé vlivy u scintigrafie - Comptonovský rozptyl záření g".
Šum 
Úplně na začátku spektra se objevují impulsy o nízkých amplitudách (avšak bohužel vysoké četnosti) odpovídající šumu (spontánní termoemise fotokatody, šumy v elektronických obvodech). Šum je základním omezujícím faktorem a překážkou při detekci a spektrometrii nízkoenergetického záření. Tyto šumové impulsy se v případě nutnosti dají podstatně zredukovat chlazením fotonásobiče a předzesilovače např. na teplotu kapalného dusíku.

Spektrometrie záření gama a X
Zde stručně rozebereme některé metodické principy spektrometrické analýzy, které jsou společné pro všechny typy spektrometrických detektorů, nejen pro scintilační, ale i polovodičové
(popsané v následujícím §2.5 "Polovodičové detektory") a magnetické ("Magnetické spektrometry").
  Základní úlohou spektrometrie záření gama*) je stanovení energie a intenzity jednotlivých diskrétních skupin fotonů záření gama emitovaných zkoumaným radionuklidem či směsí radionuklidů, nebo fotonů charakteristického nebo brzdného X-záření vznikajícího v elektronovém obalu atomů v důsledku jaderných či elektrických procesů.
*) Záření gama je daleko nejčastějším předmětem spektrometrické analýzy. O spektrometrii záření beta bude krátce pojednáno v následujícím odstavci. Spektrometrie ostatních druhů ionizujícího záření se provádí jen ojediněle; příslušné zmínky o metodice takových měření jsou uvedeny v různých částech textu podle potřeby.
  Ve většině spektrometrů se energie a tok fotonů gama nestanovuje přímo, ale prostřednictvím měření energie a intenzity proudu sekundárních nabitých částic, především elektronů, které jsou produkovány při interakci primárního záření s látkou - citlivým materiálem detektoru. Jedinou výjimkou je krystalová difrakční spektrometrie, kde se energie (vlnová délka) záření X nebo měkkého gama stanovuje přímo - goniometricky podle úhlu rozptylu (§3.3, část "Rentgenová difrakční analýza").
  Jednotlivé energetické skupiny fotonů gama (či charakteristického X-záření) se ve spektru zobrazují jakožto příslušné vrcholy (píky) zvané fotopíky, přičemž energie záření určuje polohu fotopíku na vodorovné ose spektra a intenzita určuje výšku píku, resp. plochu (integrál) pod fotopíkem. Brzdné X-záření a comptonovsky rozptýlené gama záření má spojité spektrum. Pro přesné určení energií a intenzit záření
g je třeba provést energetickou a účinnostní kalibraci detektoru.
*) Záření gama je daleko nejčastějším předmětem spektrometrické analýzy. O spektrometrii záření beta bude krátce pojednáno v následujícím odstavci. Spektrometrie ostatních druhů ionizujícího záření se provádí jen ojediněle; příslušné zmínky o metodice takových měření jsou uvedeny v různých částech textu podle potřeby.
Kalibrace spektrometru 
Aby změřené spektrum objektivně vyjadřovalo rozložení energií a intenzit fotonového záření, je třeba provést přesnou kalibraci energetické odezvy a závislosti detekční účinnosti spektrometru na energii.
  Energetická kalibrace spektrometrického detektoru spočívá ve stanovení správného měřítka na vodorovné ose, vycházející ze skutečnosti, že amplituda výstupních impulsů je úměrná energii záření absorbované v detektoru. K energetické kalibraci by v zásadě stačilo změřit polohu fotopíku pro jednu známou energii záření
g a tímto kalibračním bodem vést přímku procházející počátkem (přímá úměrnost). Přesná linearita celého elektronického řetězce však nemusí být a priori zajištěna, kalibrační závislost též někdy neprochází "nulovým" počátkem (hrají zde úlohu různé úrovně napětí v elektronických obvodech). Pro spolehlivou energetickou kalibraci je proto vhodné použít několika linií záření g o různých známých energiích. Nejčastějšími etalonními radionuklidy pro energetickou kalibraci spektrometrů záření gama jsou: americium 241Am (g 26,3+59,6 keV + X 11,9+13,9+17,8+20,8 keV), kobalt 57Co (g 122+136 keV), cesium 137Cs (g 662 keV - vůbec nejdůležitější etalon), kobalt 60Co (g 1173+1322 keV), europium 152Eu (g 122, 245, 344, 779, 867, 964, 1086, 1112 a 1408 keV). Scintilační a polovodičová spektra těchto radionuklidů jsou uvedena v §1.4, část "Vlastnosti některých nejdůležitějších radionuklidů ".
  Pro energetickou kalibraci bychom tedy měli změřit spektrum nejméně tří radionuklidů v oblasti energií E
g které nás zajímají (nebo jednoho radionuklidu s větším počtem energií záření gama) a stanovit polohy fotopíků Ag. Takto získanými kalibračními body [Eg, Ag] proložíme kalibrační přímku (popř. křivku při větších odchylkách od linearity), průmětem jejichž hodnot Eg získáme energetickou kalibraci vodorovné osy - obr.2.4.4 vlevo.


Obr.2.4.4. Energetická kalibrační závislost (vlevo) a účinnostní kalibrační závislost (vpravo) scintilačního spektrometru záření gama (byl použit scintilační krystal NaI(Tl) tloušťky 10mm, Al kryt 1g/cm2).

  Kalibrace detekční účinnosti spektrometrického detektoru je podstatně složitější. Detekční účinnost je totiž výrazně závislá na energii záření gama podle křivky znázorněné na obr.2.4.4 vpravo: pro malé energie záření gama je detekční účinnost nízká, neboť tyto fotony jsou absorbovány vstupním okénkem a obtížně pronikají do citlivého objemu detektoru. Proto nejdříve detekční účinnost s energií roste a pro energie cca 60-100 keV dosahuje maxima. Pak zase detekční účinnost s rostoucí energií pomalu klesá, neboť při vyšších energiích stále větší část fotonů g prolétá citlivým objemem detektoru aniž dojde k absorbci fotoefektem. Závislost detekční účinnosti na energii lze přibližně vyjádřit biexponenciální funkcí:
      
h(Eg) = P.(1- e-R1.Eg) . e-R2.Eg  ,
kde koeficienty R
1 a R2 (> 0), udávající rychlost vzestupu a poklesu, závisejí na velikosti a materiálu detektoru a na absorbčních vlastnostech okénka.
  Pro absolutní kalibraci detekční účinnosti
h je třeba změřit spektra několika spektrometrických etalonů o přesně známé aktivitě a tím intenzitě Ig záření gama různých energií Eg, zintegrováním stanovit plochy pod fotopíky Sg a takto vzniklými kalibračními body [Eg, Sg] proložit účinnostní kalibrační křivku h(Eg), jak je na obr.2.4.4 vpravo. Pokud stačí jen relativní kalibrace detekční účinnosti, lze použít vhodný radionuklid s několika liniemi záření g (jako je europium 152Eu) a na základě známých poměrů intenzit jednotlivých píků proložit kalibrační křivku.
  Pokud máme spektrometr již okalibrován, vlastní spekrometrická analýza začíná přípravou vzorku a změřením jeho spektra s dostatečně vysokou "statistikou" - dostatečně velkým počtem n registrovaných impulsů, aby statistické fluktuace 1/
Ön byly dostatečně nízké. Následuje analýza, při níž ve spektru nacházíme jednotlivé fotopíky, stanovujeme jejich energii a pomocí integrálu (plochy) pod píkem stanovíme intenzitu příslušné linie záření gama. Pro tento účel je zpravidla třeba matematicky odseparovat vlastní křivku fotopíku od spojitého spektra a příp. složený fotopík rozložit na jednotlivé komponenty - fotopíky energeticky blízkých linií g. Fotopíky se většinou aproximují Gaussovými křivkami. Tato matematická analýza spekter se nyní provádí pomocí speciálního počítačového software, přičemž na základě změřených energií a intenzit linií záření gama se tomuto spektru přiřazují odpovídající radionuklidy - interpretace spektra.
  Scintilační i polovodičová spektra záření gama řady důležitých radionuklidů, spolu s rozpadovými schématy, popisem jejich vlastností a aplikací, jsou zobrazena v §1.4 "Radionuklidy", část "Vlastnosti některých nejdůležitějších radioaktivních isotopů".
Sumační (koincidenční) píky 
Při spektrometrii záření gama se můžeme setkat se zajímavým fenoménem vzniku falešných tzv. sumačních píků, které neodpovídají žádné ze skutečných energií emitovaného záření
g nebo X. K tomuto jevu dochází na úrovni detekce tehdy, když měřený radionuklid emituje dvě či více skupin fotonů záření g nebo X a to současně (žádná z příslušných hladin není metastabilní). Pokud jsou oba takovéto fotony g1 a g2 současně detekovány, sečtou se v detektoru světelné či elektrické odezvy od obou kvant a dají vznik jedinému výslednému impulsu, jehož amplituda odpovídá součtu energií Eg1+Eg2. Takto vzniklý sumační pík imituje záření gama o součtové energii, které ve skutečnosti neexistuje.
  Relativní intenzita sumačního píku rozhodujícím způsobem závisí na detekční účinnosti. Při nízké detekční účinnosti je současná detekce obou kvant málo pravděpodobná, takže při planárním měření v geometrii 2
p a nižší má sumační pík nepatrnou intenzitu a většinou jej ani nepozorujeme. Čím vyšší je detekční účinnost, tím výraznější je sumační pík; při detekční účinnosti 100% bychom primární píky obou skutečných kvant již nepozorovali, ve spektru by figuroval již jen falešný sumační pík! - (to ovšem za předpokladu 100% emise záření, bez vnitřní konverze a pod.). Této závislosti lze dokonce využít pro stanovení absolutní detekční účinnosti měření daného záření či aktivity vzorku. Za uvedených jednoduchých okolností lze detekční účinnost h stanovit z jednoduchého vztahu h = 4.I2Sg1+g2/(Ig1+Ig2 + 2.ISg1+g2)2, kde Ig1 a Ig2 jsou intenzity primárních píků a ISg1+g2 je intenzita sumačního píku.
  Sumační pík se projevuje často u radionuklidů rozpadajících se elektronovým K-záchytem (doprovázeným emisí charakteristického X-záření při přeskoku elektronů ze slupky L na slupku K) s následnou emisí
g z excitované hladiny dceřinného jádra. Zde dochází ke koincidenční detekci g a charakteristického X-záření (linie Ka, Kb) a vzniku sumačního píku odpovídajícího energii Eg+EX. Typickým příkladem je radionuklid 125I, který se K-záchytem rozpadá na 125Te, přičemž je vyzařováno g o energii 35keV a X o energii 27keV. Při dostatečné detekční účinnosti (vzorky 125I se často měří ve zkumavkách ve studnovém scintilačním detektoru) se pozoruje výrazný sumační pík odpovídající energii 62keV - viz §1.4. "Radionuklidy", pasáž "I-125". Sumační píky můžeme pozorovat i v gama-spektrech lutetia 176Lu či india 111In.
  Sumační pík může vznikat i při vysokém toku fotonů záření
g, kdy dva fotony mohou dopadnout do detektoru současně a způsobit výslednou scintilaci o součtové intenzitě - náhodné koincidence.
Analýza, vyhodnocování a interpretace spekter 
Analýza změřeného spektra slouží především ke stanovení energií a intenzit jednotlivých složek detekovaného záření. Energie záření se stanovuje odečtením polohy vrcholů fotopíků v naměřeném spektru, samozřejmě za předpokladu správné energetické kalibrace spektrometru (obr.2.4.2 vlevo). Intenzita příslušné linie
g se stanoví z integrál fotopíku (plocha pod křivkou fotopíku), v prvním přiblížení se též dá jednoduše stanovit pomocí výšky fotopíku. Tuto hodnotu je pak potřeba přepočíst (korigovat) podle křivky energetické závislosti účinnosti (obr.2.4.2 vpravo).
  Značným problémem při analýze spekter bývá nedokonalé energetické rozlišení spektrometru. Fotopíky blízkých energií pak částečně (nebo v horším případě i úplně) splývají, je obtížné je od sebe separovat. Pro "dodatečné zlepšení" energetického rozlišení při vyhodnocování spekter se někdy používají speciální filtrace či dekonvoluce (např. aplikace Laplaceových filtrů, Metzových nebo Wienerových filtrů). Tyto procedury jsou však použitelné pouze při dostatečném počtu nastřádaných impulsů (dobré "statistice"), neboť jsou velmi citlivé na fluktuace dat - jejich aplikace výrazně zesiluje statistické fluktuace. Problematika je zde do značné míry podobná jako u prostorového rozlišení fotografického či gamagrafického zobrazení (srov. práci "
Filtry a filtrace" ve scintigrafii).
  Při matematické analýze spekter se stanovují polohy vrcholů, fotopíky se prokládají vhodné funkce (většinou Gaussovy křivky), fitují se i křivky pozadí, provádí se separace fotopíků od pozadí a od sebe navzájem. Pak se stanoví integrály výsledných fotopíků a provede se korekce na energetickou závislost detekční účinnosti. Vzniknou tím hodnoty energií a intenzit jednotlivých složek měřeného záření, což je z hlediska spektrometrie konečným výsledkem. V závislosti na použité aplikaci se pak tyto výsledky dále interpretují - např. se jim přiřadí příslušné radionuklidy (jejich druh a množství), které obsažené v analyzovaném vzorku. Analýza spekter se dříve prováděla manuálně, byla to značně pracná záležitost. Nyní jsou k dispozici výkonná softwarová vybavení na počítačích sloužících ke spektrometrii, která umožňují okamžitou on-line analýzu spekter, včetně vyhodnocení a interpretace výsledků - např. přiřazení s použitím databáze spekter radionuklidů.
Nepříznivé jevy u scintilačních detektorů 
byly z obecnějšího hlediska podrobněji diskutovány v závěru §2.1, pasáž "Stárnutí a radiační opotřebení detektorů" a "Jaderné reakce a indukovaná radioaktivita uvnitř detektorů". Zde navíc zmíníme rizika při velmi intenzívním záření. Při expozici silným zářením může v materiálu detektoru docházet k radiačně indukovaných chemickým reakcím, zhoršujícím vlastnosti detektoru - snižování detekční účinnosti a zhoršení rozlišení. Těsně po takovéto nadměrné expozici může detektor vykazovat zvýšené vlastní pozadí, způsobované deexcitací metastabilních hladin a chemiluminiscencí molekul, radiačně uvolněných v detektoru během intenzívní expozice. Exrémní intenzita záření může detektor i nevratně poškodit! - silný tok elektronů ve fotonásobiči může poškodit povrch dynod.

Scintilátory a jejich vlastnosti
Mechanismus vzniku scintilací
Anorganické scintilátory
Fyzika pevných látek popisuje elektrické a optické vlastnosti těchto látek pomocí tzv. pásové teorie, podle které jsou elektrony v látce sdruženy do energetických pásů, navzájem oddělených neobsazenými pásy "zakázaných" energií. Diskrétní energetické stavy elektronů obíhajících kolem jednotlivých atomů v pevných látkách na orbitálních drahách se vlivem interakce s dalšími atomy v pevné látce rozšiřují do energetických pásů, přičemž však mezi těmito pásy zůstávají určité mezery - tzv. pásy zakázaných energií, které elektrony nemohou nabývat. Nejvýše energeticky položený obsazený pás je pás valenční, následuje zakázaný pás a nad ním leží vodivostní pás, který je u izolátorů v rovnovážném (základním) stavu zcela neobsazen
.
  Takto je tomu však pouze v případě ideálně vytvořené krystalové mřížky. Ve skutečnosti však vznikají různé změny a defekty v pravidelnosti krystalové mřížky (vznikají jednak samovolně, jednak se dají vytvořit aktivací ionty vhodných prvků), které vedou ke vzniku místních diskrétních energetických hladin v zakázané oblasti mezi energetickými pásy. Do těchto nových energetických hladin mohou přeskakovat elektrony z ostatních pásem. Vznikají tak excitační centra, která jsou trojího druhu podle charakteru pochodu, při němž nastává přechod elektronů mezi energetickými hladinami: luminiscenční centra, centra metastabilních stavů a zhášecí centra - obr.2.4.5 vlevo (je tam vyznačeno jen jedno luminiscenční centrum).
  Vznikne-li v krystalu ionizace nabitou částicí nebo fotonem a uvolněný elektron má dostatečně vysokou energii, přeskočí do prázdného vodivostního pásma. Během pohybu v tomto pásmu může být elektron zachycen luminiscenčním centrem na vyšší energetické hladině (vzbuzený stav). Při přechodu z této vyšší hladiny na hladinu nižší nastane emise luminiscenčního (fluorescenčního) záření. Elektrony z vodivostního pásma však mohou být zachyceny nejprve ve volných metastabilních hladinách a teprve po návratu do vodivého pásma způsobí přechodem přes luminiscenční centra emisi světelného záření - dochází k vyslání zpožděného luminiscenčního záření, čili fosforescenci. V aktivovaných halogenidech alkalických kovů existují metastabilní energetické hladiny i přímo v luminiscenčních centrech, takže tam nastává okamžitá fluorescence i zpožděná fosforescence se stejným spektrem (z metastabilního stavu elektrony přecházejí po získání energie nejprve na vzbuzenou luminiscenční energetickou hladinu, z níž nastává přechod na základní stav stejně jako při přímé luminiscenci). Konečně mohou být elektrony zachyceny v hladinách zhášecího centra, kde nedojde k emisi světla, ale k nezářivému přenosu energie elektromagnetickou interakcí s okolními atomy.
  V anorganických scintilátorech mohou být luminiscenční centra tvořena jednak základním materiálem, jednak se velké množství luminiscenčních center dá dodatečně vytvořit zavedením iontů aktivátoru - dopující látky *) do krystalové mřížky - tyto ionty vyvolají zmíněné přídavné diskrétní hladiny v zakázaném pásu (obr.2.4.5 vlevo). Jako aktivátory mohou sloužit ionty stříbra v krystalech sirníku zinečnatého ZnS(Ag), nebo ionty thalia (v množství 1-2%) v krystalech jodidů alkalických prvků jako je NaI(Tl).
*) Konvence značení aktivátorů:
V literatuře o detekci ionizujícího záření je zvykem aktivátor či dopující prvek uvádět v závorce za chemickou značkou hlavní nosné látky - např. NaI(Tl), Lu
2SiO5(Ce) a pod. Chemikové však dávají přednost konvenci značení s dvojtečkami - např. NaI:Tl, Lu2SiO5:Ce, Al2O3:C a pod. Označení se závorkami by se totiž v chemii mohlo plést s indexovanými skupinami v chemických vzorcích sloučenin, např. SO4(NH4)2. My zde v našem fyzikálním pojednání používáme většinou označení se závorkami, někdy kompromisně označení kombinované - Al2O3(:C), CaF2(:Dy) a pod.


Obr.2.4.5. Symbolické znázornění mechanismu vzniku scintilací v anorganických a organických látkách.
Vlevo:
V anorganických scintilátorech vznikají scintilační fotony při přeskocích elektronů zachycených na vyšších hladinách luminiscenčních center tvořených poruchami v krystalové mřížce scintilátoru (aktivátor Tl v krystalové mřížce NaI).
Vpravo:
V organických scintilátorech vznikají scintilace deexcitací vzbuzených molekul vlastního scintilátoru.
Pro oba případy je výsledná scintilace tvořena několika stovkami těchto sekundárních fotonů, v závislosti na absorbované energii primárního detekovaného kvanta (a tím počtu ionizačních elektronů) a na konverzní účinnosti scintilátoru.

Organické scintilátory
V organických scintilátorech je mechanismus vzniku scintilací jiný než u látek anorganických - je to excitace a deexcitace energetických stavů samotných molekul scintilační látky. Organické molekuly vykazující scintilační vlastnosti jsou především benzenová jádra cyklických "aromatických" sloučenin.
   Energetické stavy molekuly, které jsou kvantovány, vznikají třemi způsoby: rotací molekuly jako celku, kmitavým pohybem (vibracemi) atomů v molekule a v důsledku změn v její elektronové konfiguraci. Rotační stavy jsou odděleny jen velmi malými energetickými intervaly (cca 10-3eV) a záření, které vzniká při přechodech mezi těmito stavy, má spektrum v mikrovlnné oblasti s vlnovými délkami 0,1-10mm. Vibrační stavy jsou odděleny poněkud většími energetickými intervaly (cca 0,1eV) a vibrační spektra leží v infračervené oblasti s vlnovými délkami cca 1mm-0.1mm. Elektronové stavy molekuly mají vyšší energie, vzdálenosti mezi sousedními energetickými hladinami valenčních elektronů činí několik elektronvoltů a příslušná spektra jsou ve viditelné a ultrafialové oblasti. Právě excitované elektronové stavy jsou důležité pro vznik scintilací; jedná se většinou o excitace a deexcitace elektronů tvořících meziatomové vazby v aromatické molekule (p-elektrony). Molekula v excitovaném elektronovém stavu může ztratit energii a vrátit se do svého základního stavu různými způsoby (je-li tato energie příliš vysoká, může dokonce dojít k disociaci a zániku molekuly). Jednou možností je prostě přímý přechod na základní stav s emisí jednoho fotonu (pokud k excitaci došlo ozářením světlem, má emitovaný foton stejnou energii jako měl absorbovaný foton). Jinou možností je fluorescence: molekula může odevzdat část své vibrační energie při srážkách s jinými molekulami, takže zářivý přechod nastává z nižší sub-hladiny elektronového stavu (fluorescenční záření má nižší frekvenci než záření původně absorbované). Zářivé přechody mezi některými hladinami jsou "zakázané" výběrovými pravidly, takže takové přechody nastávají až za značně dlouhou dobu - vzniká fosforescenční záření, které může být emitováno celé minuty nebo i hodiny poté, co došlo k excitaci molekul. Mnohé přechody při srážkách vedou k nezářivému přenosu energie. Obecně jsou však elektronové přechody provázeny zářením ve viditelné nebo ultrafialové části spektra, přičemž každý přechod má jemnou strukturu - jeví se jako série těsně vedle sebe položených čar v důsledku přítomnosti různých rotačních a vibračních stavů v každém elektronovém stavu.
   Při pohlcení energie tedy dochází k přechodu molekul ze základního stavu na vyšší energetickou hladinu, z níž se molekula vrací do základního stavu jednak vyzářením tepelné energie, jednak fluorescenčního kvanta - obr.2.4.5 vpravo (opět je tam vyznačena jen luminiscenční deexcitace molekuly scintilátoru). Fluorescenci jeví především molekuly aromatických uhlovodíků s dvojnými či vícenásobnými benzenovými jádry (konkrétní druhy budou zmíněny níže).

Rozdílný vznik scintilací v anorganických a organických scintilátorech
Je na místě zdůraznit rozdílný mechanismus vzniku scintilací v organických a anorganických scintilátorech:
¨ V anorganických scintilátorech je scintilační efekt vlastností vhodně uspořádané krystalové mřížky s luminiscenčními centry - jsou to vždy detektory na bázi pevné látky. Při rozpuštění anorganické látky (např. ve vodě) krystalová mřížka zaniká a scintilační efekt mizí.
¨ V organických scintilátorech vznikají scintilace deexcitací vlastních molekul vhodných organických sloučenin. Při rozpuštění takového scintilátoru ve vhodném organickém rozpouštědle zůstávají organické molekuly beze změny a scintilační efekt je většinou zachován - vznikne kapalný scintilátor (o vlastnostech kapalných scintilátorů a jejich použití bude podrobněji pojednáno níže v §2.6, část "Detekce záření beta kapalnými scintilátory").

Vlastnosti scintilátorů
Uvedeme si nyní některé fyzikální parametry, kterými lze scintilační materiály charakterizovat a které jsou důležité pro jejich praktické aplikace.
¨ Konverzní účinnost
Základním parametrem scintilačního materiálu je konverzní účinnost, což je podíl [%] úhrnné energie emitovaného světla a absorbované energie vstupujících kvant ionizujícího záření. V praxi se častěji než konverzní účinnost používá tzv. světelný výtěžek, udávaný jako počet emitovaných světelných fotonů na 1MeV pohlcené energie detekovaného kvanta primárního záření.
¨ Luminiscenční spektrum
popisuje spektrální složení (vlnové délky) emitovaného světla. Toto luminiscenční spektrum je důležité srovnat s maximem spektrální citlivosti fotokatody, které je u většiny fotonásobičů v modré oblasti spektra cca 600-700nm.
¨ Scintilační dosvit
Další důležitou charakteristikou, popisující časové vlastnosti, je doba trvání scintilace, čili tzv. scintilační dosvit - doba, za niž tok scintilačních fotonů poklesne na 1/e. Tento parametr spoluurčuje rychlost celého procesu scintilační detekce - mrtvou dobu detektotu a časové rozlišení při koincidenčním použití dvou či více scintilačních detektorů.
¨ Hustota
a protonové (atomové) číslo scintilačního materiálu je důležité zejména pro detekci záření gama. Určuje míru absorbce záření
g ve scintilátoru a tím i výslednou detekční účinnost. U lehkých materiálů většina záření g prochází bez absorbce fotoefektem (či vícenásobným Comptonovým rozptylem). Pro účinnou detekci zejména tvrdšího záření g (o energiích stovky keV až jednotky MeV) jsou vhodné scintilátory o hustotě cca 3-9 g/cm3.
¨ Mechanické, chemické a optické vlastnosti
materiálu scintilátoru jsou důležité pro praktickou realizaci a konstrukci scintilačních detektorů. Důležité je zvláště to, jak velké monokrystaly lze z daného materiálu vypěstovat, při zachování dobré homogenity a optické transparentnosti (viz další bod). To je rozhodující zvláště při aplikacích ve scintilačních kamerách
(viz §4.2 "Scintilační kamery"). Některé scintilační materiály, především NaI(Tl), jsou hygroskopické, takže musejí být hermeticky zapouzdřeny. Některé větší anorganické monokrystaly mohou být značně křehké, takže je třeba je chránit před mechanickým tlakem a též před většími teplotními gradienty (rozdílná teplotní roztažnost může způsobovat mechanické namáhání uvnitř krystalu a vést k jeho prasknutí). U organických scintilátorů je důležitá rozpustnost v organických rozpouštědlech a další chemické vlastnosti, důležité pro aplikaci kapalných scintilátorů (viz níže).
¨ Energetické rozlišení
charakterizuje schopnost rozlišit dva fotony záření gama s blízkými hodnotami energie. Výsledné rozlišení závisí na více faktorech, rozebíraných výše v části "
Scintilační spektrum". Vnitřní rozlišení scintilačního krystalu závisí na světelném výtěžku scintilátoru a nelinearitě scintilační odezvy pro různé energie elektronů. Dále též na dokonalé optické průzračnosti scintilačního materiálu - aby pokud možno stejné procento scintilačních fotonů, nezávisle na místě scintilace, mohlo dopadnout na fotokatodu fotonásobiče.

Scintilační materiály
Existuje celá řada látek, vykazujících scintilační vlastnosti. Dokonce lze říci, že téměř každá opticky transparentní látka při interakci s ionizujícím zářením vysílá určité množství fotonů viditelného světla, avšak světelný výtěžek je obvykle malý, vlnová délka tohoto světla nemusí odpovídat maximu spektrální citlivosti fotokatody fotonásobičů a časová délka scintilace nemusí být dostatečně krátká. Za pravé scintilátory se proto označují látky, které tyto vlastnosti mají optimalizovány.
Anorganické scintilátory 
Nejprve se zmíníme o scintilačních materiálech anorganických. Jak již bylo uvedeno, nejdéle známou scintilační látkou je sirník zinečnatý aktivovaný atomy stříbra ZnS(Ag). Nejpoužívanější anorganickou scintilační látkou je však
¨ NaI(Tl) - jodid sodný, aktivovaný 1-2% thalia. Je vhodný pro detekci nízkých a středních energií záření gama (viz křivku energetické závislosti detekční účinnosti v pravé části obr.2.4.4). Jeho nevýhodou je, že je hygroskopický. Musí se proto montovat do vzduchotěsných pouzder se skleněným výstupním okénkem, vnitřní stěny pouzdra jsou opatřeny reflexním povlakem např. kysličníku hořečnatého pro zvýšení světelného výtěžku. Pokud pouzdro není dokonale hermetické, pohlcuje krystal vlhkost ze vzduchu, dochází k jeho hydrolýze (projevuje se žloutnutím), ztrácí dokonalou transparenci, zhoršuje se energetické rozlišení a konverzní účinnost (obr.2.4.6 b,c).


Obr.2.4.6. Vliv hermetičnosti zapouzdření na vlastnosti scintilátoru NaI(Tl).
a) Dokonale hermetické zapouzdření krystalu zajišťuje jeho dlouhodobou transparenci a dobré spektrometrické vlastnosti.
b) Krystal NaI(Tl), zažloutlý v důsledku nedokonalé hermetičnosti, vykazuje zhoršené rozlišení a sníženou konverzní a detekční účinnost.
c) Vážnější porušení hermetičnosti vede ke zhnědnutí krystalu NaI(Tl), který nejen že zcela ztrácí spektrometrické vlastnosti, ale do značné míry ztrácí i prosté vlastnosti detekční!
Pozn.: Všechny tři scintilační detektory mají stejné rozměry (průměr 45 mm, výška 25 mm) a jejich stáří od výroby je 43 let.

Pro detekci vyšších energií záření gama jsou z hlediska detekční účinnosti vhodnější scintilátory s vyšší hustotou:
¨ Bi4Ge3O12 (vizmut-germanium-oxid, zkráceně se značí BGO);
¨ Lu2SiO5(:Ce) (lutetium-orthosilikát aktivovaný cerem - LSO);
¨ Y2SiO5(:Ce) (ytrium-orthosilikát aktivovaný cerem - YSO);
¨ Gd2SiO5(:Ce) (gadolinium-orthosilikát aktivovaný cerem - GdSO);
¨ dále LuAlO3(Ce) (LAO), Lu1,9Y0,1SiO5 (LYSO).
Používají se především pro detekci anihilačního e
-e+ záření gama o energii 511keV v kamerách pozitronové emisní tomografie (PET), kde je potřeba dosáhnout vysoké detekční účinnosti při ne příliš velké tloušťce krystalu (aby se v prstencovém detektoru kamery dosáhlo vysokého prostorového rozlišení lokalizace scintilací soustavou fotonásobičů) - viz §4.3 "Tomografické kamery", část "Kamery PET ".
¨ Nejtěžší scintilační látky, jako je PbWO4, se používají jako součást složitých detekčních systémů registrujících vysokoenergetické záření z terčíků velkých urychlovačů elementárních částic (např. u nového urychlovače "Large Hadron Collider" v CERNu je v detekční části použito m.j. i téměř 80 tisíc krystalů PbWO4) - viz §1.5 "Elementární částice", část "Urychlovače nabitých částic ".
  Pro některé speciální účely, jako je detekce tvrdšího X-záření u CT, se používají další scintilační materiály jako je Lu1,9Y0,1SiO5 (LYSO), CdWO4. Scintilátory založené na keramických materiálech (kysličníky křemíku), dopovaných vzácnými zeminami (jako je gadolinium nebo ytrium) a příp. i dalšími prvky, se někdy označují jako UFC (Ultra Fast Ceramic) - ultrarychlé keramické detektory. Scintilační záblesky jsou snímány buď fotonásobiči, nebo fototranzistory (podstatně jednodušší a levnější fototranzistory či fotodiody jsou postačující tehdy, když se jedná jen o prostou detekci, nikoli spektrometrii; další výhodou jsou miniaturní rozměry) - viz §3.2 "Rentgenová diagnostika", část "Transmisní rtg tmografie (CT)". Perspektivní je použití tzv. křemíkových polovodičových fotonásobičů, popsaných výše (část "Fotonásobiče", obr.2.4.2g).
   V následující tabulce je uvedeno několik anorganických scintilačních materiálů, častěji používaných ve scintilačních detektorech. Jsou seřazeny podle rostoucí hustoty (která zvyšuje detekční účinnost pro záření gama o vyšších energiích):

Scintilátor: NaI(Tl) CsI(Tl) Y2SiO5(Ce) BaF2 LaBr3(Ce) Gd2SiO5(Ce) Bi4Ge3O12 Lu2SiO5(Ce) CdWO4 PbWO4
Hustota [g/cm3] 3,67 4,51 4,53 4,89 5,1 6,71 7,13 7,41 7,9 8,23
lmax [nm] 415 400/565 420 220/310 360 440 480 420 470/540 410/500
scint. dosvit [ms] 0,23 0,6/3,4 0,07 0,008 0,016 0,06 0,3 0,04 20/5  
h [foton/MeV] 4.104 5.104 4,6.104 1,8.103 6,3.104 1.104 8.103 3.104 5.103 3.102

Pozn.: Z hlediska spektrometrických vlastností stojí za povšimnutí lanthan-bromidový krystal dopovaný cerem LaBr3(:Ce 5%), který díky svému vysokému světelnému výtěžku 63000 fotonů/MeV a dobré energetické proporcionalitě ve scintilačním detektoru poskytuje velmi dobré energetické rozlišení (cca 4% na 137-Cs). Má též velmi krátký scintilační dosvit 16ns, což jej činí perspektivním při koincidenční detekci anihilačních fotonů v pozitronové emisní tomografii PET (§4.3 "Kamery PET", analýza TOF).
Vnitřní radioaktivita scintilátorů LSO 
Určitou nevýhodou scintilátorů na bázi lutetia (jako je LSO či LYSO) je jejich poměrně vysoké pozadí v důsledku vnitřní radioaktivity obsažené ve scintilátoru. Přírodní lutetium vedle základního stabilního isotopu
175Lu (97,4%) obsahuje i neodstranitelnou příměs dlouhodobého radioisotopu 176Lu (2,6% - přírodní radionuklid primárního původu), který se s poločasem 3,8.1010 let b--přeměnou rozpadá na stabilní hafnium 176Hf, přičemž emituje záření beta s max. energií Ebmax= 596 keV (99,6%) a promptní kaskádu záření gama o energiích Eg 88keV (15%), 202 keV (78%), 307keV (94%) a 401keV (0,4%) - viz §1.4, pasáž "Lutetium".
   Hmotnostní měrná aktivita
176Lu v materiálu LSO činí asi 39 Bq/gram LSO *) a vzniklé vnitřní radiační pozadí (vzhledem ke 100% účinnosti vnitřní detekce) dosahuje hodnot cca 250 imp./s./cm3LSO; středně velký scintilační detektor 100cm3 LSO by tedy měl vnitřní radiační pozadí cca 25 000 imp./s.! Scintilátory LSO proto nejsou vhodné pro měření slabých toků záření a nízkých aktivit. Při použití v medicínské pozitronové tomografii PET, pro niž jsou především určeny, se však tato nevýhoda prakticky neuplatňuje. Jednak se provádí koincidenční měření, jednak vnitřní pozadí scintilátorů LSO/LYSO je zanedbatelně malé vůči tokům měřeného anihilačního záření cca 106 fotonů/s při klinické scintigrafii. Určité problémy ale mohou vznikat u experimentálních studií PET s nízkými aktivitami a dlouhými měřícími časy (animální PET) - podrobněji je diskutováno v §4.3 "Tomografické kamery", část "Kamery PET ".
*) Hmotnostní měrnou aktivitu můžeme stanovit pomocí vzorce odvozeného v §1.2. "Radioaktivita", část "Obecné zákonitosti přeměny atomových jader", pasáž "Vztah poločasu a aktivity": A1g @ (6.1023/N).ln2/T1/2 @ 4,16.1023/(N.T1/2). Dosazením hmotnostního čísla N a poločasu T1/2 [s] pro 176Lu vychází 51,23Bg/1g čistého 176Lu a po přepočtu na obsah 2,6% 176Lu v lutetiu a obsahu lutetia 76% v LSO dostáváme výslednou hodnotu asi 39 Bq/1gram LSO.
   
Jen jako drobnou zajímavost můžeme uvést, že i shora zmíněný lanthan-bromidový scintilátor LaBr3(:Ce) má vnitřní přírodní radioaktivitu: přírodní lanthan vedle stabilního základního isotopu 139La obsahuje i 0,09% dlouhodobého radioisotopu 138La, který se s poločasem 1,12.1011 let přeměňuje elektronovým záchytem (70%) na baryum 138, nebo b--radioaktivitou (30%) na cer 138; je doprovázeno emisí fotonů gama 1426 a 790 keV. Objemová měrná aktivita zde však činí jen asi 1Bq/cm3LaBr3.
Jak vzniklo lutetium 176Lu ?
Odpověď dává jaderná astrofyzika - úchvatný scénář kosmické nukleogeneze (viz "
Kosmická alchymie" nebo "Jsme potomky hvězd!"). 176Lu bylo jaderně systetizováno, spolu se stabilním 175Lu a se všemi těžšími prvky, před více než 5 milardami let při výbuchu supernovy, z jejíž vyvržených plynů vznikla sluneční soustava včetně planety Země.

Organické scintilátory
Existuje i řada organických látek, vykazujících scintilační vlastnosti. Je to především naftalen, který emituje scintilační záření o velmi krátké době záblesku 0,08ms a vlnové délce kolem 345nm (tato vlnová délka je kratší ve srovnání s maximem spektrální citlivosti fotokatod většiny fotonásobičů, takže se někdy používá "posunovač spektra" - viz §2.6). Důležitou organickou scintilační látkou je anthracen, který se používá jako normál pro porovnávání vlastností všech ostatních organických scintilátorů. Anthracen emituje scintilace s dobou záblesku 0,03ms a vlnovou délkou 450nm, jeho konverzní účinnost je asi poloviční než u NaJ(Tl). Z dalších organických látek můžeme uvést např. stilben, který emituje scintilace s dobou trvání 0,08ms a vlnovou délkou 380-410nm; jeho výhodou je možnost vytvářet velké krystaly. Pro detekci záření gama mají organické scintilátory příliš malou hustotu, takže detekční účinnost by byla nízká. Jsou však velmi vhodné pro detekci elektronů beta, částic alfa, protonů, deuteronů a rovněž i rychlých neutronů (neutrony vyrážejí z molekul organické látky protony, které vyvolávají scintilace a jsou tak registrovány).
   Organické scintilační látky si své scintilační vlastnosti většinou zachovávají i při svém rozpuštění ve vhodných organických rozpouštědlech *) (toluen, xylen, benzen, dioxan, fenyl-cyklo-hexan, fenyléter a pod.) - vznikají tak kapalné scintilátory . Kapalné scintilátory mají tu výhodu, že se dají prostým naplněním do vhodné nádoby upravit na vhodný tvar i na velikosti, která není dosažitelná u pevných (krystalických) scintilátorů; používají se proto např. při detekci kosmického záření. Hlavní využití kapalných scintilátorů je však u metody detekce zářičů beta přímo v roztoku s těmito scintilátory. Použití organických a kapalných scintilátorů bude popsáno níže v §2.6 v souvislosti s metodikou detekce záření beta a alfa.
*) Je to dáno mechanismem vzniku scintilací (který byl nastíněn výše - obr.2.4.5). U anorganických scintilačních krystalů, kde scintilace vznikají při deexcitacích energetických hladin v luminiscenčních centrech krystalové mřížky, při rozpuštění scintilátoru krystalová mřížka zaniká a scintilační efekt mizí. Naproti tomu u organických scintilátorů, kde scintilace vznikají při excitacích a deexcitacích energetických hladin samotných molekul organické látky, přetrvává scintilační efekt i po rozpuštění scintilátoru.

Čerenkovovy detektory
Kromě výše popsaných scintilačních mechanismů se vyskytuje i další proces vzniku světla při interakci ionizujícího záření s látkou: Čerenkovovo záření. Jak bylo uvedeno v §1.6 "
Ionizující záření", pasáž "Čerenkovovo záření", nabitá částice, která prolétá opticky transparentním prostředím s indexem lomu n rychlostí vyšší než je rychlost světla c' = c/n v tomto prostředí, vzbuzuje "rázové" elektromagnetické vlny - viditelné světlo nazývané Čerenkovovo záření. Fyzikální mechanismus vzniku tohoto záření byl objasněn ve zmíněném §1.6, pasáž "Čerenkovovo záření", kde jsou v tabulce uvedeny i prahové energie pro vznik tohoto záření pro různé druhy částic v různých látkových prostředích. Toto záření lze použít k detekci nabitých částic vysokých energií, popř. i tvrdého záření gama, které je předtím zkonvertováno na elektrony při interakci s látkou (nejúčinněji probíhá v materiálu s vysokým atomovým číslem, např. v olovu).
   Čerenkovův detektor se v nejjednodušším uspořádání skládá z průhledného dielektrika s vysokým indexem lomu (např. plexiskla), v němž prolétající nabité částice vzbuzují Čerenkovovo záření, které dopadá na fotokatodu fotonásobiče, kde je převáděno na elektrické impulsy podobně jako je tomu u detektorů scintilačních. Používá se různých velikostí a tvarů dielektrika, detekční prostředím bývá někdy i kapalina (třebas voda) nebo vzduch, pro soustředění Čerenkovova záření na fotokatodu jednoho či více fotonásobičů jsou někdy používány čočkové či zrcadlové optické soustavy. Poněvadž počet emitovaných fotonů a úhel směru jejich emise vzhledem ke směru pohybu primární částice závisí na její energii (nadsvětelné rychlosti), lze z toho určit i energii detekované nabité částice a směr jejího pohybu.
   Při detekci Čerenkovova záření se naráží na problém malého počtu vznikajících fotonů. Podle vztahů uvedených v §1.6, pasáži "Čerenkovovo záření", ve vodě vzniká cca 200 fotonů na centimetr dráhy ultrarelativistického elektronu, za méně optimálních podmínek je to méně. Jsou proto kladeny vysoké nároky na vlastnosti fotonásobičů - vysoká kvantová účinnost fotokatody pro spektrální obor Čerenkovova záření, nízký šum, dobrý optický kontakt fotonásobiče s prostředím, dále též nízká absorbce záření v prostředí. Problematika je zde poněkud podobná jako u detekce nízkoenergetického b-záření tritia 3H v kapalných scintilátorech (viz níže §2.6, pasáž "Kapalné scintilátory").
Prstencové zobrazovací čerenkovovy detektory - RICH 
Pro speciální účely směrové detekce vysokoenergerických částic byly vyvinuty složitější detekční systémy, využívající vlastností Čerenkovova záření. Označují se zkratkou RICH (Ring Imaging Chrenkov detector). Jsou tvořeny soustavou zrcadel (sférických i rovinných), které odrážejí světelné fotony Čerenkovova záření, vznikající podél dráhy částice v optickém médiu (např. CF
4, C4F10, ....), a směrují je na soustavu většího počtu zobrazovacích fotonásobičů. Elektronickou analýzou impulsů z těchto fotonásobičů lze rekonstruovat trajektorii částice a stanovit její energii. Zařízení tedy funguje jako zobrazovací detektor-spektrometr rychlých nabitých částic.
  Čerenkovovy detektory mají své hlavní využití pro detekci částic vysokých energií - používají se u velkých urychlovačů i při detekci kosmického záření (viz též pasáž "Neutrina" v §1.2 "Radioaktivita" nebo "Kosmické záření " v §1.6).

2.5. Polovodičové detektory
Mechanismem přímého elektrického využití ionizačních účinků záření se polovodičový detektor svým principem poněkud podobá ionizační komoře, přičemž ovšem citlivým médiem není plyn, ale vhodný polovodičový materiál. Z elektronického hlediska je polovodičový detektor v podstatě dioda zapojená v elektrickém obvodu s vysokým napětím (cca 1000-2000 V) přes velký ohmický odpor v závěrném (nevodivém) směru (obr.2.5.1), takže v klidovém stavu obvodem neprotéká elektrický proud.


Obr.2.5.1. Schéma polovodičového detektoru. Vpravo je ukázka srovnámí polovodičového spektra záření gama se spektrem scintilačním.

Vnikne-li do aktivní vrstvy detektoru (je to "ochuzená" vrstva či objemová oblast bez volných nosičů náboje) kvantum ionizujícího záření, ionizační energie způsobí v polovodiči přeskok úměrného množství elektronů do vodivého pásma a vznik elektron-děrových párů. Tyto elektrony se v elektrickém poli okamžitě začnou pohybovat ke kladné elektrodě (a díry k záporné) - elektrickým obvodem projde krátký proudový impuls, na pracovním odporu R vznikne napěťový úbytek a přes kondenzátor C se elektrický impuls vede k nábojově citlivému předzesilovači. Amplituda (resp. časový integrál) impulsu na výstupu zesilovače je přímo úměrná celkovému sebranému náboji, a tedy energii detekovaného záření (přesněji řečeno energii, která se absorbovala při průchodu kvanta záření aktivní vrstvou detektoru). Amplitudovou analýzou výstupních impulsů můžeme tedy provádět spektrometrickou analýzu energie detekovaného záření, podobně jako u scintilačních detektorů. Zesílené impulsy se vedou na analogově-digitální konvertor a odtud do paměti "mnohokanálového analyzátoru", realizovaného nyní v počítači, v jehož paměti se střádá výsledné spektrum.
   Polovodičové detektory záření g mají velmi dobrou energetickou rozlišovací schopnost (zpravidla lepší než 1 keV), asi 30-krát lepší než detektory scintilační - viz srovnání spekter na obr.2.5.1 vpravo. Přispívají k tomu především dva základní faktory:
1. Sběr náboje vytvořeného v polovodiči ionizací je poměrně dokonalý z celého citlivého objemu.
2. Malá šířka zakázaného pásu vede k malé energii potřebné k vytvoření elektron-děrového páru. Počet těchto nábojových párů, vzniklých při detekci kvanta dané energie, je proto vysoký
(více než 10-krát vyšší než u plynových nebo scintilačních detektorů) a tím jsou nízké relativní kvantově-statistické fluktuace v jejich počtu.
   Polovodičové detektory mají též vysoký poměr fotopíku ke spojitému Comptonovskému pozadí. Oproti scintilačním detektorům však mají zpravidla poněkud nižší detekční účinnost pro záření gama a též delší mrtvou dobu
(mrtvá doba je dána kapacitou systému detektor + předzesilovač a hodnotou pracovního odporu). Polovodičové detektory se používají všude tam, kde potřebujeme co nejlepší energetickou rozlišovací schopnost, např. v jaderné fyzice, neutronové aktivační analýze, rentgen-fluorescenční analýze, zjišťování radionuklidů v ekologii či měření radionuklidové čistoty preparátů. Jinak všechny principy a zásady spektrometrie záření gama (§2.4, část "Scintilační spektrum"), včetně energetické a účinnostní kalibrace, které byly rozebírány u scintilačního detektoru, platí i u detektoru polovodičového.
Rozdílnosti ve scintilačních a polovodičových gama-spektrech 
Podíváme-li se na obr.2.5.1 vpravo na ukázku gama-spektra
(zvětšený výřez ze spektra radionuklidu 123I), můžeme na první pohled vidět dva výrazné rozdíly mezi spektry měřenými scintilačníním a polovodičovým detektorem:
¨  Fotopíky na scintilačním spektru jsou oblé a pozvolné, jakoby "rozplizlé" - energetické rozlišení je zde poměrně nedokonalé (cca 10% pro testovací linii 662keV 137Cs), blízké gama-linie splývají v jeden fotopík. Polovodičové spektrum je naproti tomu tvořeno velmi ostrými a úzkými píky - energetické rozlišení je cca 30-krát lepši. Některé kompaktní píky ze scintilačního spektra jsou na polovodičovém spektru rozloženy do dvou i několika gama-linií (obr.2.5.1 vpravo)...
¨  Ve scintilačním spektru je vidět výrazně zastoupenou spojitou zložku Comptonovsky rozptýleného záření, především v oblasti nižších energií. Toto spojité pozadí působí rušivě (zvláště v oblasti "píku" zpětného rozptylu, který může interferovat se skutečným gama-píkem měřeného radionuklidu). V polodičových spektrech je spojitá složka silně potlačena, neboť lepší energetické rozlišení vede k úzkým a vysokým píkům (při zachování stejné plochy pod píkem), což na grafickém zobrazení spektra, normalizovaném k maximu v píku, automaticky vede ke snížení relativní výšky spojitého pozadí.
   Polovodičové detektory jsou zhotoveny většinou z monokrystalů germania, buď se stopovým množstvím lithia, tzv. drift - detektory Ge(Li), či nověji ze superčistého germania HPGe
(High Purity Ge), nebo křemíku Si *). Detektory Ge(Li) se konstruují buď v koaxiálním uspořádání n-i-p vrstev (pro detekci vyšších energií gama), nebo v planárním tvaru s tenkým vstupním okénkem (pro detekci měkkého gama a X). Pro detekci měkkého záření gama a X s vysokým rozlišením jsou určeny především křemíkové detektory Si(Li), často bývá použito beryliového vstupního okénka s nízkou absorbcí měkkého záření gama a X.
*) Vyjímečně se používají i jiné polovodičové materiály, jako je Ga(As), Cd(Te).... Pro detekci X-záření se někdy používají detektory na bázi CdZnTe (CZT), které mají vysokou detekční účinnost pro fotony energie desítek keV.


Scintilační a polovodičový detektor při použití v gama-spektrometrii radionuklidů.
Vlevo: Scintilační sonda - scintilační krystal NaI(Tl) +fotonásobič se stíněním. Uprostřed: Analogově-digitální konvertor (ADC) a počítačový (CPU) mnohokanálový analyzátor. Vpravo: Polovodičový Ge(Li)/HPGe detektor s předzesilovačem a Dewarovou nádobou s chladícím kapalným dusíkem.

Polovodičové spektrometrické detektory pro svou správnou funkci zpravidla potřebují být chlazeny na teplotu kapalného dusíku (LN2 - Liquid Nitrogen) *) z důvodu snížení závěrného proudu a elektronického šumu. U detektorů pro nízké energie bývá často chlazen i předzesilovač, jehož vstupní prvek (tranzistor řízený polem) je umístěn v kryostatu společně s detektorem, aby byl na co nejmenší míru omezen šum předzesilovače. U některých nových typů polovodičových spektrometrů s HPGe již není třeba používat k chlazení kapalný dusík dolévaný do Dewarovy nádoby, neboť se používá elektronický chladicí systém, pracující na základě Joule-Thomsonovy expanze stlačeného plynu (vedle dusíku se používá i hélium či jiné vhodné kryogenní plyny), s miniaturizovaným kompresorem se Stirlingovým cyklem a příp. též s Peltierovým termočlánkem.
*) Detektory Ge(Li) dokonce musejí být chlazeny trvale i během skladování; přerušení chlazení vede k difuzi driftu a zničení detektoru! Výhodou detektorů z velmi čistého germania HPGe je možnost tepelného cyklování - při měření se ochladí na teplotu kapalného dusíku, ale skladovány mohou být při pokojové teplotě.
   Byly však vyvinuty polovodičové detektory pracující i při pokojové teplotě, s využitím polovodičů s velkou šířkou zakázaného pásma, jako jsou slitiny dvou
(GaAs, CdTe, InP) nebo třech (CdZnTe, InAlP) různých polovodičových prvků. Tyto detektory sice nedosahují tak dokonalého energetického rozlišení, avšak mají vyšší detekční účinnost k fotovému zážení.
   Pro detekci korpuskulárního záření (alfa, beta, protony - viz níže), které má v látkách krátký dolet, se používají polovodičové detektory s povrchovou bariérou. Jsou vytvořeny tak, že na přední stranu vyleštěné křemíkové destičky polovodiče typu "n" je nanesena velmi tenká kovová vrstvička např. zlata (tloušťky jen několika atomů - menší než 1mikrometr), která slouží zároveň jako elektroda i vstupní okénko detektoru; zadní stěna se ponikluje a slouží jako druhá elektroda. Na takovou detekční diodu s p-n přechodem se přes pracovní odpor připojuje napětí cca 100-200V, impulsy vzniklé detekcí částic se z pracovního odporu odebírají k zesílení a dalšímu zpracování.

Diamantové detektory
Jako vhodný materiál pro elektronickou detekci záření může sloužit i krystalický uhlík - diamant. Atomy uhlíku jsou zde mezi sebou vázány silnou kovalentní vazbou a jsou uspořádány v kubické krystalové mřížce. Šířka zakázaného pásu je 5,45eV. Čistý diamant je elektricky nevodivý (dielektrikum, vysoký měrný odpor
»1016Wcm). Malé mnošství defektů nebo nečistot způsobuje zabarvení diamantu; takový diamant se též chová jako polovodič.
   Krystal diamantu je umístěn mezi dvěma elektrodami na něž je přivedeno napětí - zapojení je stejné jako na obr.2.5.1. Ionizující částice nebo foton elektromagnetického záření při svém dopadu a průletu uvolní v krystalové mřížce elektrony (a kladné ionty - "díry"), které se pohybují vlivem elektrického pole ve vodivostním pásu v krystalu a na elektrodách vyvolají elektrický impuls. Princip je velmi podobný klasické plynové ionizační komoře - diamantový detektor je jakási "pevnolátková ionizační komora".
   Podobně jako u ostatních polovodičových detektorů, diamantové detektory mohou být provedeny buď jako jednotlivé monokrystaly, nebo jako vrstvy vytvořené technologií chemického napařování CVD (Chemical Vapor Deposition; lat. vapor=pára). Touto technologií CVD lze vytvořit i složitější struktury většího počtu detekčních elementů - vícedetektorové systémy nebo polykrystalické aktivní plochy v režimu strip-detektoru.
   Diamantové detektory mají některé výhodné vlastnosti:
× Mechanická odolnost a dobrá tepelná vodivost.
× Necitlivost k viditelnému světlu (jsou citlivé až počínaje tvrdším UV zářením).
× Pracují při pokojové teplotě, není nutné chlazení.
× Vysoký poměr signál / šum.
× Rychlá odezva signálu. Diamantové detektory jsou velmi rychlé, mají časové rozlišení v řádu desítek pikosekund. Jsou schopny pracovat i při vysoké intenzitě toku částic. Používají se proto jako vnitřní "startovací" (trigrovací) detektory, které definují přesný okamžik interakce ve složitých detekčních systémech u urychlovačů ("Uspořádání a konfigurace detektorů záření").
× Vysoká radiační odolnost vůči poškození v silných svazcích záření.
Používají se, nebo jsou perspektivní, v řadě oblastí:
- detekce částic vysokých energií, detekce neutronů a a-částic;
- monitorování a dozimetrie fotonových a částicových svazků pro radioterapii;
- měření u cyklotronů a synchrotronů;
- trackery u složitých detekčních systémů zkoumajících interakce částic vysokých energií v urychlovačích ("Uspořádání a konfigurace detektorů záření").

Multidetektorové polovodičové systémy
Výhodné elektro-mechanické vlastnosti polovodičových detektorů umožňují jejich miniaturizaci a integraci jednotlivých polovodičových elementů do multidetektorových systémů. Tyto multidetektorové systémy mohou poskytovat informaci jak o energii registrovaného záření, tak o místě dopadu jednotlivých ionizujících kvant, či o dráhách prolétajících částic - mají tedy zobrazovací vlastnosti. Nejčasteji používané polovodičové multidetektorové systémy jsou trojího druhu:
¨ Pole polovodičových detektorů uspořádaných na vhodné podložce většinou v pravidelných vzdálenostech. Umožňuje jedním měřením zmapovat např. geometrický průběh intenzity ozařovacích svazků (........
¨ Pixelové polovodičové detektory (SPD - Semiconductor Pixel Detector)
Na tenké polovodičové destičce (nejčastěji křemíkové, typu N) jsou naneseny elektrody (P), které ve formě výstupního elektrického signálu odvádějí náboj vytvořený průletem ionizující částice. Elektrody jsou rozmístěny v husté pravidelné mřížce, vytvářející buňky - pixely - o rozměrech několika mikrometrů až desetin mm. Na destičce mohou být integrovány i elektronické obvody pro vyhodnocování - předzesilovače, diskriminátory, multiplexory, čitače, analogově-digitální konvertory (ADC - umožňují vyhodnocovat energii částic absorbovanou v jednotlivých pixelech). Zpracováním impulsů z takového detektoru dostaneme planární obraz distribuce poloh přilétajících částic a příp. i jejich energií. Takové zobrazovací detektory se používají m.j. v radiografii, především rentgenové
(někdy i neutronové) - tzv. flat panely s přímou konverzí, §3.2, část "Elektronické zobrazení X-záření". Detektor tohoto typu se též začínají používat v gamakamerách nukleární medicíny - §4.2, část "Alternativní fyzikální principy scintilačních kamer", pasáž "Polovodičové multidetektorové gamakamery".
   Pixelové detektory lze prostorově poskládat do mnoha vrstev, do bloků či jiných útvarů, což umožňuje prostorové zobrazení drah prolétajících částic - jedná se o tzv. tracker (sledovač stop částic). Systémy těchto detektorů se používají ve složitých analyzátorech interakcí částic vysokých energií, jehož typické uspořádání je uvedeno výše v §2.1, část "
Uspořádání a konfigurace detektorů záření", obr.2.1.3 dole - tvoří nejvnitřnější část detekčního systému, trackeru.
   Jednodušší variantou polohově citlivých polovodičových detektorů jsou tzv. stripové detektory (tvaru pásků), které se rovněž skládají do systémů tvořících trackery............
¨ Polovodičové driftové detektory (SDD - Semiconductor Drift Detector)
Na povrchu křemíkové destičky typu N s vysokým měrným odporem jsou implantovány oblasti P, vytvářející P-N přechody. Na okraji destičky jsou umístěny anody, sbírající náboj z detektoru. Při průletu ionizující částice se uvolňují elektron-děrové páry, načež elektrony se driftovým pohybem posunují do oblasti anod, kde jsou zachytávány a vytvářejí výstupní elektrický signál. Pokud známe rychlost difuze elektronů, můžeme z časového okamžiku impulsu na anodě (z času driftového pohybu) určit polohu místa, kudy částice proletěla detektorem. .................

LBSD detektory
Ojediněle používaným typem polovodičového detektoru jsou tzv. křemíkové diody s dlouhou bází ( LBSD - Long Base Silicon Diode ), určené pro měření radiační dávky (kermy) od těžkých částic, především rychlých neutronů. V důsledku ozáření a ionizace dochází k poškození krystalové mřížky křemíku, což změní dobu života minoritních nositelů náboje a tím i vodivost diody. Měří se úbytek napětí na diodě v propustném směru před ozářením a po ozáření, přičemž změna tohoto úbytku napětí po ozáření vzhledem k počáteční hodnotě je přibližně lineární funkcí radiační dávky (kermy).

Mikrokalorimetrické detektory
Při interakcích záření s látkou se určitá část jeho energie přeměňuje v teplo
(o tepelných účincích záření byla zmínka již v §1.2 "Radioaktivita" a v §1.6 "Ionizující záření", pasáž "Tepelné a elektrické účinky záření"). Na základě tohoto poznatku byly vyvinuty detektory využívající tepelné účinky energie předané látce při absorbci kvant záření. Tyto detektory lze do určité míry zařadit mezi polovodičové detektory, ať již z hlediska primárního senzoru, nebo pro polovodičovou techniku používanou při elektronickém zpracování měřených signálů. Metodice měření fyzikálních veličin přes teplo se obecně říká kalorimetrie; v přeneseném významu se někdy jako kalorimetry označují všechny detektory měřící energii kvant záření.
Kalorimetr (lat. calor = teplo) 
je obecně uspořádání či zařízení, které v termodynamice slouží k měření tepelných veličin na základě tepelné výměny mezi testovacími tělesy umístěnými v izolované soustavě, kde platí zákon zachování tepla-energie. Měří se teplo, teplota, tepelná kapacita, reakční teplo, přeměny tepla na jiné druhy energie a pod. U jednoduchých kalorimetrů se teplota vyšetřovaného prostředí měří klasickým rtuťovým teploměrem. U moderních kalorimetrů se teplota registruje elektronicky pomocí termistorů - elektronických součástek, jejichž odpor je výrazně závislý na teplotě.
   
Tzv. izotermické kalorimetry, pracující při normální teplotě, se občas používají pro absolutní měření radioaktivity vysokoaktivních preparátů - pomocí můstkově zapojených termistorů se srovnává teplotní rozdíl mezi referenčním vzorkem a vzorkem obsahujícím radioaktivní materiál (v němž radioaktivita způsobuje zahřívání materiálu).
Bolometr (z řec. bole = dopadající, paprsek) 
je obecně přístroj či element měřící záření na základě jeho tepelných účinků. Tyto tepelné účinky se snímají většinou termoelektricky, s využitím pyroelektrického jevu - schopnosti některých materiálů generovat dočasný elektrický potenciál při změně teploty V závislosti na ohřátí se mění elektrický odpor detektoru. Základní princip bolometru je jednoduchý: absorbátor přeměňuje záření na teplo a termistor převádí toto teplo na elektrický signál. U moderních bolometrů je absorbátor a termistor zpravidla sloučen do jednoho elementu - detektoru.
   Detektor je tvořen vhodně tvarovaným tenkým kovovým páskem nebo polovodičovým či supravodivým materiálem - termorezistorem, s elektrickými vývody k vyhodnocovacímu obvodu. Pohlcováním dopadajícího záření se zvyšuje teplota a mění se odpor termorezistoru, na základě čehož vyhodnocovací aparatura stanoví množství pohlcené energie. Bolometry jsou citlivé k záření o jakékoli frekvenci, reagují na různé druhy záření.
   Zajímavým speciálním druhem mikrokalorimetru je bolometr na hraně supravodivosti TES (Transition Edge Sensor). Využívá velmi strmého průběhu ("hrany") závislosti odporu vhodného materiálu na teplotě v okolí fázového přechodu mezi běžnou vodivostí a supravodivostí (obr.2.5.2 vpravo). Vlastní senzor bolometru je tvořen drobným vhodně tvarovaným tenkým kovovým páskem (např. wolframový film tloušťky několika desítek nanometrů, nanesený na křemíkový substrát) - obr.2.5.2 vlevo, chlazeným těsně pod teplotu supravodivosti, takže jeho odpor je prakticky nulový. Dopad kvanta záření (fotonu) nepatrně ohřeje materiál pásku za hranu supravodivosti, čímž dojde k přechodu k normálnímu režimu vodivosti, odpor prudce stoupne (obr.2.5.2 vpravo) a v elektrickém obvodu to vyvolá rychlý napěťový impuls, který je zesílen (obr.2.5.2 uprostřed) a registrován ve vyhodnocovacím zařízení. Po detekci se senzor opět rychle ochladí na supravodivou teplotu a je připraven k detekci dalšího kvanta. Proudový impuls v obvodu bolometru (jeho integrální hodnota) je úměrný změně teploty a tím absorbované energii detekovaného kvanta. Místo kovového filmu se v TES bolometru někdy používají supravodivá nanovlákna tloušťky cca 100 nm.

Obr.2.5.2. Vysoce citlivý bolometr pracující na hraně supravodivosti TES (Transition Edge Sensor) - principiální schéma.
Vlevo: Chlazený supravodivý senzor. Uprostřed: Elektronické snímání signálu. Vpravo: Strmá křivka závislosti odporu TES na teplotě.

V nejnáročnějších aplikacích, pro dosažení co nejvyšší citlivosti, se signál v elektrickém obvodu TES bolometru snímá a zesiluje nejprve s použitím tzv. SQUID magnetického detektoru *), navázaného magneticky přes cívku L zapojenou v obvodu bolometru (obr.2.5.2 uprostřed). Magnetický tok F z cívky L citlivě moduluje proud přes obě větve prstence SQUID. Teprve takto předzesílený signál se vede do standardního elektronického zesilovače a pak k vyhodnocení.
*) SQUID (superconducting quantum interference device) 
je vysoce citlivý magnetometr používaný pro měření velmi slabých magnetických polí. Je založen na Josephsonově přechodu, v němž prochází elektrický proud mezi dvěma supravodiči oddělenými tenkou vrstvičkou izolantu. Je to způsobeno kvantovým tunelováním elektronových Cooperových párů přes tuto zdánlivě nepropustnou bariéru. Nejčastěji používaným supravodivým materiálem je niob, nebo slitina olova s 10% zlata či india. Izolačmí vrstvička bývá z oxidu hlinitého. Ve slaboproudé elektronice se používají dva druhy elementů SQUID:
- Radiofrekvenční RF SQUID se skládá z jednoho Josephsonova přechodu zařazeného do supravodivého prstence. Používá se v obvodu vysokofrekvenčního oscilátoru, kde měřený vnější magnetický tok moduluje frekvenci signálu...
- Stejnosměrný DC SQUID se skládá ze dvou Josephsonových přechodů zařazených do supravodivého prstence. Je mnohem citlivější na slabá megnetická pole:
   Vysoce citlivý kvantový magnetometr DC SQUID je tvořen drobným supravodivým prstencem, přerušeným dvěma Josephsonovými tunelovými vrstvami (kontakty). Vstupní proud I se v prstenci rozděluje na dvě paralelní větve. Projevují se zde vlnové vlastnosti elektronů. V prstenci SQUID se vlny elektronů rozdělují na dvě, procházející tunelovým jevem přes izolační vrstvičky a potom se obě zase scházejí. Za nepřítomnosti vnějšího magnetického pole se obě vlny scházejí bez fázového rozdílu. Za přítomnosti magnetického pole bude docházet k interakci s elektrickým proudem v prstenci a bude vznikat fázový rozdíl ve vlnových funkcích elektronů mezi oběma tunelovými přechody. Elektrony budou vykazovat kvantové interference v závislosti na síle magnetického pole (magnetického toku
F prstencem SQUIDu). Proud supravodivým prstencem s tunelovými vrstvami pak velmi citlivě závisí na intenzitě magnetického pole (elektrický odpor DC SQUIDu vykazuje odezvu i na velmi malé změny magnetického pole). S použitím vhodného elektronického obvodu (obr.2.5.2 uprostřed) toho lze využít k detekci velmi malých změn magnetického pole.
Drobná poznámka: Proud I přes DC SQUID je periodickou funkcí velikosti magnetického toku
F (s periodou danou elementárním kvantem magnetického toku Fo=h/2e). Pro naše účely detekce slabých změn magnetického pole však tento periodický průběh není důležitý.
   Kryogenní mikrokalorimetry jsou bolometry tvořené elementy vhodného termoelektrického materiálu, které elektronicky registrují nepatrný vzrůst teploty, vyvolaný pohlcením kvant záření v materiálu. Vzápětí se element opět ochladí a je připraven k detekci dalšího kvanta. Čím menší je pracovní element mikrokalorimetru, tím menší má tepelnou kapacitu a rychleji se stačí ochladit na výchozí teplotu - tím kratší je mrtvá doba detekce. Mikrokalorimetrické detektory jsou proto tvořeny větším počtem jednotlivých drobných bolometrických elementů - mikročipů FET (field-effect transistor) nebo SET (single-electron tunnelling transistor), příp. výše uvedených vysoce citlivých TES bolometrů. Celý systém je chlazen kapalným héliem, dodatečné aktivní chlazení na pracovní teplotu řádu 0,1°K je dosahováno metodou adiabatické demagnetizace (nejčastěji používaným paramagnetickým magnetokalorickým materiálem jsou slitiny gadolinia).
   Velkou výhodou mikrokalorimetrických bolometrů je jejich extrémně široké spektrální rozmezí citlivosti - v elektromagnetickém oboru sahá od milimetrových radiovln až k vysoce energetickému gama-záření. Podobně reaguje na částice nejrůznějších energií. Kryogenní mikrokalorimetry se experimentálně používají k detekci měkkého záření
b a X, nacházejí uplatnění v některých unikátních citlivých experimentech jako je energetická analýza záření b za účelem stanovení hmotnosti neutrin (§1.1, část "Neutrina"). Zajímavé je jejich použití v astronomii pro měření intenzity a polarizace mikrovlnného reliktního záření (viz §5.4, pasáž "Mikrovlnné reliktní záření - posel zpráv o raném vesmíru", v monografii "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu").

Scintilační a polovodičová gama-spektrometrie
Pro volbu scintilační nebo polovodičové detekce a spektrometrie záření gama je základním kritériem požadovaná detekční účinnost a především energetické rozlišení. Tam, kde vystačíme s energetickým rozlišením cca 10%, je výhodnější scintilační spektrometrie, vzhledem k poněkud vyšší detekční účinnosti. Pro přesné energetické měření a rozlišení blízkých gama-linií je nutná spektrometrie na polovodičovém detektoru s cca 30x lepším eneregetickým rozlišením. Tyto rozdíly můžeme vidět v §1.4 "Radionuklidy", část "
Nejdůležitější radionuklidy", na řadě spekter radionuklidů změřených současne scintilačním a polovodičovým detektorem.

2.6. Detekce a spektrometrie záření a, b, protonů a neutronů. Magnetické spektrometry. Kapalné scintilátory.

Detekce nabitých částic - záření alfa, beta, protonového
Detekce a spektrometrie záření alfa a beta je obtížnější než u záření gama, neboť toto záření je málo pronikavé, snadno se absorbuje a obtížně vniká do citlivého prostoru detektoru. Detektory pro takové záření musejí mít velmi tenká vstupní okénka, popř. jsou "bezokénkové".
   K detekci nabitých částic korpuskulárního záření se jinak používají v zásadě stejné typy detektorů, které byly již výše popsány. Nejjednodušší jsou ionizační komůrky, G.-M. nebo proporcionální detektory s patřičně upravenými tenkými okénky (např. slídovými), příp. průtokové ionizační detektory (bez okénka). Scintilační detektory pro záření a a b jsou většinou plastické (není nutná vysoká hustota jako pro záření g) s tenkým kovovým okénkem (izolujícím proti světlu) nebo bez okénka - takové bezokénkové scintilační detektory je nutno provozovat ve světlotěsných komorách. Dále se používají polovodičové detektory popsané v předchozím odstavci, pro vyšší energie lze použít i Čerenkovových detektorů. Velmi časté a efektivní je použití kapalných scintilátorů, které jsou podrobněji popsány níže v samostatném odstavci.
Detekce a spektrometrie kosmického záření 
Do této kategorie částečně spadá i detekce kosmického záření (viz §1.5, část "Kosmické záření "), primárně sestávajícího především z vysokoenergetických protonů, částic a, těžších jader. Sekundární kosmické záření, vznikající interakcemi v atmosféře, obsahuje kromě toho i elektrony+pozitrony, miony, záření gama, často v rozsáhlých sprškách. Detekce kosmického záření má však některá výrazná specifika, takže jsme ji rozebírali již v pojednání o kosmickém záření - §1.5, část "Detekce a spektrometrie kosmického záření".

Magnetické spektrometry
Nejdokonalejšími přístroji pro přesné měření energie nabitých částic jsou magnetické spektrometry *). Magnetický spektrometr je založen na silovém působení magnetického pole na pohybující se nabité částice. Vnikne-li částice s nábojem q, pohybující se rychlostí v do magnetického pole intenzity (indukce) B, bude na ni (kolmo ke směru pohybu) působit Lorentzova síla F = q.[v
´B] , způsobující zakřivování dráhy částice. Při pohybu kolmo ke směru homogenního magnetického pole B působí na nabité částice radiální Lorentzova síla, která je v rovnováze se silou odstředivou: B.q.v = m.v2/R. Částice se tedy bude pohybovat po kružnici o poloměru R = m.v/(q.B) = Ö(2Ek.m)/(q.B), kde p = m.v je hybnost částice, q náboj a Ek = 1/2 m.v2 je kinetická energie částice. Změřením poloměru R zakřivení dráhy částice známé hmotnosti a náboje v magnetickém poli dané intenzity B můžeme tedy stanovit energii částice Ek. ...?...uvést vzorec i pro relativistický případ...?...
*)
Elektrostatické spektrometry
Pro přesnou spektrometrii záření
b v oboru nízkých energií se někdy používají i elektrostatické spektrometry založené na zakřivení dráhy částic v elektrickém poli, příp. spektrometry kombinované (např. elektrostatický spektrometr s magnetickou kolimací).

Spektrometr s příčným magnetickým polem
Magnetický spektrometr s příčným magnetickým polem je tvořen silným elektromagnetem, mezi jehož pólovými nástavci, vytvářejícími téměř homogenní magnetické pole *), je umístěna vakuová měřící komora. Vstupní clonkou vlétají částice do komory a po dráze zakřivené v magnetickém poli dopadají přes další clonku na detektor, kde jsou registrovány převedením na elektrické impulsy - obr.2.6.1. Tento detektor nemusí mít spektrometrické vlastnosti - o spektrometrii se "stará" magnetické pole + geometrické uspořádání. Po detektoru se požaduje jen dobrá detekční účinnost pro analyzované nabité částice v dostatečně širokém rozmezí energií.
*) Fokusace: Pro dosažení lepší detekční účinnosti, neboli "světelnosti" spektrometru se někdy používá speciálních tvarů pólových nástavců, vytvářejících v hlavním homogenním magnetickém poli určité přídavné gradienty způsobující efektem magnetické čočky fokusaci jinak rozbíhavého svazku nabitých částic.........
   Pro danou geometrickou konfiguraci vstupního okénka, clonek a detektoru a určitou konkrétní hodnotu magnetické indukce B může do detektoru dopadnout jen částice zcela určité energie Ek = Efok, která je v magnetickém poli zakřivena právě tak, že se "trefí" do místa detektoru o poloze Rfok. Zvyšováním budícího proudu I vinutím elektromagnetu zvyšujeme magnetickou indukci B a tím i energii částic, které selektivně dopadají do detektoru a jsou registrovány.


Obr.2.6.1. Schématické znázornění činnosti magnetického spektrometru s příčným magnetickým polem (vlevo) a s podélným magnetickým polem (uprostřed). Vpravo je využití magnetického spektrometru pro záření gama.

Každé hodnotě proudu I cívkou elektromagnetu tak odpovídá určitá energie Ek nabitých částic, které budou detektorem registrovány. Magnetický spektrometr pracuje cyklicky v dynamickém režimu, během něhož dochází k plynulému zvyšování proudu I elektromagnetem, přičemž jsou registrovány impulsy z detektoru. Do detektoru tak dopadají postupně částice různých energií, v závislosti na okamžité intenzitě magnetického pole. V dalším cyklu se el. proud opět zvyšuje od nuly do nastavené maximální hodnoty. Vyneseme-li na vodorovnou osu příslušný kalibrační násobek odmocniny proudu ÖI a na svislou osu registrovaný počet impulsů pro každou hodnotu I, získáme graf energetického zastoupení měřených nabitých částic, tj. energetické spektrum korpuskulárního záření. Magnetické spektrometry mají velmi dobrou rozlišovací schopnost, zpravidla lepší než 1%, ale jejich detekční účinnost je poměrně nízká (konkurují si "světelnost" prostorového detekčního úhlu a energetická rozlišovací schopnost).

Spektrometry s magnetickou čočkou
Vedle spektrometrů s příčným magnetickým polem se používají i menší spektrometry s podélným magnetickým polem, zvláště pro spektrometrii záření b. Využívá se zde fokusačních účinků axiálního magnetického pole, které podle zákonitostí elektronové optiky vytváří obraz zdroje podobně jako spojná čočka. Princip činnosti takového spektrometru je znázorněn na obr.2.6.1 uprostřed. Spektrometr je tvořen cívkou *), kterou prochází proud I a budí ve vakuové komoře uvnitř cívky podélné magnetické pole s vektorem B směřujícím podél osy cívky. Zdroj analyzovaného záření, např. záření b, je umístěn na ose magnetického pole. Částice (elektrony) vysílané tímto zdrojem ve směru k cívce pod úhlem J k ose se vlivem magnetických sil pohybují pro prostorových spirálových drahách, jejichž průmětem do roviny kolmé k ose je kružnice o poloměru křivosti R = (m.v.sinJ)/(q.B), a jsou fokusovány do jednoho bodu na ose, který je od zdroje ve vzdálenosti F = (2p.p/q.B).cosJ, kde p=m.v je hybnost částice. Při konstantním úhlu J, který je vymezen clonkou spektrometru, můžeme změnou magnetického pole B fokusovat do jednoho bodu na ose cívky postupně částice s různou hybností a tedy i různou energií, a detektorem umístěným v tomto místě na ose cívky registrovat částice příslušných energií. V závislosti na proudu vinutím cívky jsou tedy částice, procházející prstencovými clonkami, fokusovány do místa detektoru podle svých energií - tato závislost, po příslušné kalibraci, vytváří energetické spektrum.
*) Jedná se buď o dlouhou cívkou - solenoid, vytvářející uvnitř homogenní magnetické pole, nebo o krátkou cívku, vytvářející nehomogenní osově symetrické magnetické pole, omezené na krátký prostor mezi zdrojem měřeného záření a detektorem. Prochází-li proud I cívkou o n závitech, chová se pro částice s hybností p a nábojem q tato cívka ve směru své osy jako magnetická čočka s ohniskovou vzdáleností f = k . (p/q.n.I)2, kde koeficient k závisí na rozměrech a konstrukci cívky.

Hmotové spektrometry a separátory
V podobném uspořádání jako magnetický spektrometr nabitých částic podle obr.2.6.1 vlevo pracují i hmotové spektrometry a separátory, používané ve fyzikální chemii a radiochemii. Analyzovaná látka je v ionizační komůrce ionizována, vzniklé kationty jsou elektrickým polem urychlovány a v rychlostním filtru (tvořeném např. zkříženým elektrickým a magnetickým polem) se selektují ionty s konstantní rychlostí v. Ty pak vlétají vstupní štěrbinou do magnetického pole, v němž opisují kružnici o poloměru R = (v/e.B).m, úměrném hmotnosti m. Ionty o různé hmotnosti opisují různé dráhy a dopadají tím na různá místa základny - zařízení tedy od sebe odděluje ionty o různé hmotnosti (dané hmotností jádra). Změnou magnetického pole jsou postupně do detektoru fokusovány ionty odpovídajících hmotností - vzniká hmotnostní spektrum.
   V hmotnostním separátoru je místo detektoru na základně instalován vhodný terčík, na němž se dopadající ionty vybrané hmotnosti absorbují. Tato metoda umožňuje isotopové obohacování terčíku, či vytvoření isotopově čistého preparátu, ovšem jen v nepatrných množstvích.

Magnetické spektrometry záření gama
Důležité využití magnetických spektrometrů je i pro přesnou gama-spektrometrii. Do vstupního okénka magnetického spektrometru se umístí tenká fólie zvaná radiátor
(ne příliš výstižný název, lepší by byl konvertor...), z níž dopadající fotony g vyrážejí elektrony, jejichž energie se měří ze zakřivení dráhy v magnetickém poli, stejně jako u magnetického beta spektrometru (obr.2.6.1 vpravo). Pokud je radiátor zhotoven z látky s nízkým atomovým číslem, sekundární elektrony jsou vytvářeny zejména Comptonovým rozptylem, v případě použití těžké látky (olovo, wolfram) budou sekundární elektrony produkovány především fotoefektem (při nižších energiích kvant gama). Při vysokoenergetickém gama záření (Eg>1,02MeV) vznikají i elektron-pozitronové páry; v takovém případě lze využít párovou gama spektrometrii současným měřením energie elektronů a pozitronů pomocí dvou detektorů umístěných na opačných stranách základny.

   Magnetické spektrometry sehrály velmi důležitou úlohu při přesných měřeních spekter záření b, g, a, protonů, konverzních a Augerových elektronů při radioaktivitě i jaderných reakcích; přispěly tím k upřesňování fyzikálních představ o struktuře atomových jader i o interakcích elementárních částic. Větší část údajů v jaderných tabulkách (např. v podrobných tabulkách isotopů Lederera, Hollandera a Perlmana) byla získána právě měřením pomocí magnetických spektrometrů.

Spektrometrická analýza záření b
Zatímco analýza spekter záření
g, obsahujících zřetelně vyjádřené fotopíky diskrétních energetických linií, je v principu poměrně snadná, je analýza spekter záření b značně obtížná. Na vzhledu spojitého spektra záření b mnohdy ani vizuálně nepoznáme, zda patří záření o jedné maximální energii, či je složeno z více skupin záření. Pro podrobnou spektrometrickou analýzu záření b se někdy používají tzv. Fermi-Kurieho grafy.
   Přesný tvar křivky spektra záření b plyne z analýzy energetického rozdělení emitovaných elektronů v rámci Fermiho teorie slabé interakce. Z této teorie plyne, že intenzita N(p) záření b o hybnosti p a energii Eb je dána vztahem N(p) = (Ebmax-Eb)2.p2.F(Z,p), kde Ebmax je maximální energie rozpadu b a konstanta F v sobě zahrnuje příslušné konstanty včetně protonového čísla Z. Z tohoto vztahu pak pro spektrum b plyne rovnice Ebmax-Eb = Ö[N(p)/p2.F(Z,p)]. Vyneseme-li funkci Ö[N(p)/p2.F(Z,p)] na svislé ose v závislosti na energii Eb na vodorovné ose, dostaneme přímkovou závislost zvanou Fermi-Kurieův graf. Je to klesající přímka, která protíná vodorovnou (energetickou) osu v bodě udávajícím maximální energii rozpadu b. Je-li studované záření b složeno ze dvou či více energetických skupin, dostaneme graf složený ze dvou či více přímkových úseků. Proložením a extrapolací těchto přímkových segmentů můžeme určit energie a relativní intenzity jednotlivých skupin záření b. Anylýzy tohoto druhu lze nyní provádět počítačově pomocí speciálních spektrometrických softwarů.

Magnetická cyklotronová radio-frekvenční spektrometrie
Spektra nízkoenergetického záření beta lze v principu změřit pomocí koherentního cyklotronového záření, emitovaného jednotlivými elektrony při spirálovém pohybu v magnetickém poli. Evakuovaná detekční komora, umístěná v silném homogenním magnetickém poli, je opatřena mikrovlnnými anténami, které registrují toto cyklotronové záření a elektronická aparatura vyhodnocuje jeho frekvenci. V klasickém přiblížení je Larmorova frekvence f cyklotronového záření f = e.B/(2pme) elektronu s nábojem e a klidovou hmotností me dána pouze intenzitou magnetického pole B a nezávisí na rychlosti v elektronu, a tím ani na jeho kinetické energii Eb. Vlivem efektů speciální teorie relativity však ve skutečnosti bude Larmorova frekvence lehce záviset na rychlosti elektronu v a tím i na jeho kinetické energii Eb: f = [e.B/2p.me] .Ö(1-v2/c2) = (e.B/2pme)/[1+Eb/(me.c2)]. Přesným změřením frekvence tak můžeme stanovit energii elektronu - provádět spektrometrii beta. Pro magnetické pole síly 1T bude mít emitované záření frekvenci kolem 27GHz.
   Pro vyšší energie elektronů v relativistické oblasti se tato metoda nehodí, neboť cyklotronové záření přechází v záření synchrotronové, které má spojité spektrum a nenese již přímou informaci o energii elektronu. O vzniku a vlastnostech cyklotronového a synchrotronového záření je stručně pojednáno v §1.6, část "Interakce nabitých částic", pasáž "Cyklotronové a synchrotronové záření".
   Metoda zatím není standardně používaná. Prototyp tohoto detektoru sestavili v r.2009-2012 J.A.Formaggio a B.Monreal.

Detekce záření beta kapalnými scintilátory
Výše byly zmíněny obtíže vznikající při detekci záření beta na straně detektoru, spojené především s absorbcí záření. Ještě větší problémy však nastávají na straně měřeného vzorku! K výrazné (samo)absorbci záření beta totiž dochází přímo v samotném vzorku - elektrony beta z vnitřních částí vzorku většinou vůbec ven neproniknou, toto záření dále nepronikne případným obalem radioaktivního vzorku (např. lahvičkou). Pro měření záření beta z takových vzorků je třeba provést poměrně náročnou úpravu vzorku do velmi tenké vrstvičky (odparku) a tu se pak pokusit měřit v geometrii 2
p pomocí okénkových G-M trubic nebo plastických scintilátorů.
   Přesné změření aktivity b-radioaktivního preparátu, zvláště pak nízkoenergetického záření beta, tedy není (vzhledem k absorbci záření beta v samotném vzorku) možné ani při použití sebedokonalejších detektorů záření b. Existuje ale zajímavá a efektivní metoda, jak přesně a s vysokou účinností (blížící se dokonce 100%) detekovat záření b-radioaktivních preparátů: je to metoda kapalných scintilátorů.
   Kapalný scintilátor je taková látka kapalného skupenství, která při interakci s ionizujícím zářením převádí část absorbované energie na světelné záblesky (scintilace), podobně jako výše popsané scintilátory pevného skupenství. Složení a vlastnosti některých konkrétních druhů kapalných scintilátorů budou uvedeny níže. Využití kapalných scintilátorů pro měření b-radioaktivních vzorků je následující (obr.2.6.2):


Obr.2.6.2. Schématické znázornění principu detekce záření beta kapalným scintilátorem.

Pro snímání světelných záblesků z kapalného scintilátoru by v principu stačil jeden fotonásobič. Důvodem použití dvou fotonásobičů v koincidenčním zapojení podle obr.2.6.2 je, vedle zvýšení účinnosti detekce, potlačení nežádoucích impulsů pocházejících z šumů fotonásobiče a z chemiluminiscence. Některé chemické reakce mezi materiálem vzorku a scintilátorem mohou vést k emisi světla - chemiluminiscenci (viz níže), která ve fotonásobiči vyvolává falešné impulsy nemající původ v detekovaném záření beta. Chemiluminiscence se oproti scintilaci vyznačuje tím, že při jednom aktu se vyzařuje jen jeden foton (nebo několik málo fotonů), zatímco scintilace je zábleskem několika stovek nebo tisíc fotonů. Použijeme-li tedy pro detekci světla z kapalného scintilátoru dvou fotonásobičů podle obr.2.6.2, pak šumy i fotony z chemiluminiscence vyvolají impuls nezávisle vždy jen v jednom z fotonásobičů, zatímco z velkého množství současně emitovaných fotonů při pravé scintilaci vždy dopadne určitá část současně do obou fotonásobičů. Na výstupu z koincidenčního obvodu tedy dostáváme impulsy jen tehdy, když je detekována scintilace vyvolaná zářením beta, zatímco šumové a chemiluminiscenční impulsy propuštěny nejsou. Toto potlačení nežádoucích impulsů má význam zvláště při měření vzorků tritia, kdy šumové impulsy z fotonásobiče mají amplitudu srovnatelnou se signálními impulsy pocházejícími z detekce nízkoenergetického záření beta z 3H.
Při měření nízkoenergetického záření b v kapalných scintilátorech narážíme na problém malého počtu emitovaných fotonů, který může činit jen desítky fotonů na jednu scintilaci. Jsou proto kladeny vysoké nároky na vlastnosti fotonásobičů - vysoká kvantová účinnost fotokatody pro daný spektrální obor (o posunovačích spektra viz níže), nízký šum (v koprodukci s koincidenčním zapojením fotonásobičů), dobrý optický kontakt fotonásobičů se scintilátorem (vč. použití odrazných zrcátek), dále též nízká absorbce záření ve vlastním scintilátoru.
   Celý detekční systém s fotonásobiči je samozřejmě uzavřen ve světlotěsném stíněném boxu, kam se kyveta s měřeným vzorkem, smíchaným s kapalným scintilátorem, spouští přes světelnou clonku pomocí elevátoru a po proběhnutí měření se vysouvá zpět. Laboratorní přístroje tohoto druhu jsou většinou vybaveny mechanickým systémem vzorkoměniče o kapacitě několika desítek až stovek lahviček, který postupně zasouvá jednotlivé kyvety, po uplynutí předvolené měřící doby je vysouvá, posune a zasune další lahvičku. Některé přístroje mají celý prostor detekčního systému i zásobníku vzorků chlazený na teplotu cca 4°C, což přispívá k omezení šumů, chemiluminiscence i příp. odpařování vzorků.

Kapalné scintilátory - složení a vlastnosti
Kapalný scintilátor je tvořen dvěma hlavními složkami: rozpouštědlem a v něm rozpuštenou vlastní scintilační látkou. Nejčastěji používanými rozpouštědly jsou toluen a 1,4-dioxan. Vlastní scintilační látkou jsou některé organické sloučeniny vyznačující se fluorescencí. Používají se především 2,5-difenyl 1,3-oxazol (PPO) a 1,3,4-oxadiazol (PBD) v koncentracích okolo 5 g/litr, ve scintilátorech na bázi dioxanu pak naftalen.
Energie záření beta je předávána nejprve molekulám rozpouštědla. Excitační energie těchto molekul se pak přenáší na molekuly vlastní scintilační látky, které při deexcitaci emitují fotony viditelného světla. Spektrum tohoto emitovaného světla je však rozloženo v oblasti kratších vlnových délek než je maximum spektrální citlivosti fotokatody běžných fotonásobičů. Pro zvýšení detekční účinnosti se proto do scintilačního roztoku přidává posunovač spektra *), jehož molekuly absorbují primární energii scintilace a emitují následné světelné fotony nižší energie, odpovídající spektrální oblasti maximální citlivosti fotonásobiče. Nejčastěji používaným posunovačem spektra je 1,4-bis-(5-p-tolyl-2-oxazolyl)-benzen (POPOP) a jeho modifikace, v koncentracích desetiny gramu/litr.
*) Posunovač spektra poskytuje i další pozitivní efekt. U jednosložkových scintilátorů je optické emisní a absorbční spektrum shodné, takže dochází ke zpětné samoabsorbci vyzářených scintilačních fotonů v okolních molekulách scintilátoru. Scintilátor je tak pro vyzářené scintilační fotony málo průhledný, z větší hloubky mnoho fotonů k fotonásobiči nepronikne. Snižuje se tím konverzní účinnost scintilátoru. Příměs posunovače spektra vede k absorbci původní scintilační energie a vyzáření fotonů s nižší energií, pro které je prostředí organického scintilátoru již dobře průhledné.
   Pro lepší mísitelnost rozpouštědla a vzorku se do scintilačního roztoku někdy dále přidávají sekundární rozpouštědla, tkáňové solubilizéry či gelotvorné přísady. Pro měření vzorků ve vodných roztocích je vhodný dioxanový scintilátor, který je až asi do 10% mísitelný s vodou. Někdy se používají i různé heterogenní směsi kapalného scintilátoru a měřeného vzorku. Např. mikrofiltrová fólie se zachyceným vzorkem beta při ponoření do scintilátoru nasákne a stane se průhlednou, takže vzniklé scintilace mohou být rovněž měřeny podobně jako v běžném homogenním uspořádání. Při všech těchto nestandardních metodách je vlivem geometrie měření, absorbce a zvýšeného zhášení detekční účinnost podstatně nižší než v homogenních nezhášených vzorcích, avšak v mnohých případech je plně postačující a je někdy i jedinou použitelnou metodou.

Zhášení a chemiluminiscence
Z principu detekce kapalnými scintilátory lze očekávat, že prakticky každý elektron
b emitovaný měřeným vzorkem uvnitř scintilátoru (s výjimkou tenké vrstvy u hladiny a stěn měřící kyvety) způsobí scintilaci a bude zaregistrován - jedná se o pravou "4p-geometrii", detekční účinnost by se měla blížit 100% *). Existují však dva nepříznivé jevy, které mohou snižovat detekční účinnost, zvyšovat pozadí a celkově zhoršovat přesnost a reprodukovatelnost měření vzorků s kapalnými scintilátory: je to zhášení a chemiluminiscence.
*) Spektrum záření b je spojité a obsahuje značný podíl částic s nízkou energií (zbytek odnášejí neutrina - §1.2), jejichž scintilace vyvolávají ve fotonásobiči nízké signální impulsy stejné velikosti jako jsou impulsy šumové vznikající termoemisí fotokatody. Tyto impulsy pak neprojdou dolní diskriminační hladinou analyzátoru - určitá počáteční část spektra je tedy často pro detekci ztracená. U měkkého záření beta z 3H proto nelze zpravidla v praxi dosáhnnout lepší detekční účinnost než 50%.
Zhášení
Vedlejším efektem přimíchání měřeného vzorku do scintilátoru je řada chemických reakcí, které mohou způsobit snížení světelného výtěžku (konverzní účinnosti) scintilátoru a tím odpovídající snížení amplitudy impulsů z fotonásobiče. Tyto snížené impulsy mohou padnout mimo diskriminační úrovně na analyzátoru a nejsou zaregistrovány. Tento jev se nazývá zhášení. Rozeznáváme dva druhy zhášení, které se většinou ve vzorcích vyskytují současně.
Chemické zhášení je způsobeno tím, že molekuly či atomy měřeného vzorku svým chemickým působením částečně zamezují přenosu excitační energie mezi molekulami rozpouštědla a scintilační látky, takže dojde jen ke slabší scintilaci.
Barevné zhášení pak způsobuje, že část fotonů emitovaných při scintilacích je absorbováno látkami obsaženými ve vzorku. Označení "barevné" souvisí s tím, že tyto nefluoreskující látky mají své absorbční spektrum diskrétní a absorbují fotony v určitém energetickém (= barevném) rozmezí.
Silné zhášecí účinky mají některé chlorované uhlovodíky jako je chloroform či tetrachlor CCl
4, peroxidy, též voda a kyslík rozpuštěný ve scintilátoru.
Důsledkem zhášení je to, že dva vzorky obsahující stejnou aktivitu, ale vykazující různé zhášení, dávají rozdílný počet impulsů.
Korekce na zhášení
Jelikož zhášení může pro různé vzorky různě snižovat detekční účinnost, je pro přesné a reprodukovatelné měření potřeba provádět korekci na zhášení. Korekce na zhášení je založena na analýze měřeného spektra záření
b v amplitudovém analyzátoru. Na obr.2.6.... vpravo jsou vynesena spektra záření b téhož radionuklidu (např. 14C) změřené kapalným scintilátorem při malém zhášení a při velkém zhášení. Zhášení výrazně ovlivňuje tvar spektra b - spektrum se zkracuje a posouvá k nižším energiím. Analýzou tvaru spektra tedy můžeme stanovit míru zhášení. Analýza tvaru spektra se zde jednoduše provádí stanovením poměru počtu impulsů ve dvou okénkách analyzátoru vhodně nastavených na spektrum b.
Pro korekci na zhášení je přeba provést kalibraci či standardizaci. Připravíme si několik identických vzorků daného radionuklidu
b v kapalném scintilátoru. Do každého z nich postupně přidáváme rostoucí množství zhášecí látky (např. chloroformu) a provádíme jejich spektrometrickou analýzu na přístroji podle obr.2.6.... Poměr počtu impulsů ve dvou vhodných okénkách amplitudového analyzátoru vyneseme graficky na vodorovnou osu, na svislou osu vyneseme detekční účinnost (všechny vzorky mají stejnou aktivitu). Získáme tím tzv. zhášecí křivku (má většinou tvar paraboly či hyperboly), kterou pak můžeme použít pro korekci na zhášení u neznámých měřených vzorků: z poměru počtu impulsů v daných dvou okénkách analyzátoru na zhášecí křivce odečteme korekční koeficient, kterým musíme násobit změřený počet impulsů pro vyrovnání ztráty zhášením. V tom spočívá tzv. interní standardizace zhášení.
   Některé přístroje mají zabudovánu i tzv. externí standardizaci zhášení. Spočívá v tom, že měřený vzorek s kapalným scintilátorem, zasunutý v měřící poloze mezi fotonásobiči, se na chvíli ozáří zářením gama z externího zdroje a analýzou tvaru takto získaného spektra (poměrem dvou částí spektra) se stanoví korekční koeficient. V externím standardu jsou používány radionuklidy (smíšené zářiče b+g či a+g) 137Cs, 133Ba, 241Am, 226Ra, někdy i dvojice radionuklidů, o aktivitě desítky kBq. Externí standard je umístěn v olověném stínícím krytu, odkud je automaticky vysunován k měřící kyvetě s kapalným scintilátorem a po skončení standardizace zase zasunován zpět.
Chemiluminiscence
Chemiluminiscence je děj, při kterém je vyzařováno záření v důsledku chemických reakcí. Některé chemické reakce mezi materiálem vzorku a scintilátorem mohou vést k této chemiluminiscenci, která ve fotonásobiči vyvolává falešné impulsy nemající původ v detekovaném záření beta. Naštěstí je však chemiluminiscence děj časově omezený a exponenciálně doznívá během asi 30 minut po vložení hotových vzorků do zásobníku vzorkoměniče, kde na ně nepůsobí světlo.

Detekce neutronů
Jelikož neutrony nemají elektrický náboj a nemohou samy přímo ionizovat elektronový obal atomů, je pro jejich detekci potřeba využít procesů interakce, při nichž vznikají sekundární nabité částice, které již mají ionizační účinky a mohou být detekovány. Pro detekci neutronů se využívají především následující metody:

V zásadě lze neutrony detekovat pomocí obvyklých detektorů záření g nebo nabitých částic (b, a, p), příp. opatřených vhodným konvertujícím materiálem. Tento konvertující materiál pohlcuje neutrony, přičemž vytváří sekundární záření, které může být již snadno detekováno. Pro pomalé neutrony se často používají vrstvy obsahující lithium 6Li nebo bór 10B, v nichž dochází ke konverzi neutronů na nabité částice a g. Pro rychlé neutrony je vhodná např. polyetylenová fólie, z níž jsou interakcí emitovány rychlé protony. Obecně je třeba upozornit, že vrstva konvertujícího materiálu se při interakcích vyčerpává. Dalším negativním jevem při detekci neutronů může být vnitřní radioaktivní kontaminace materiálů detektoru, indukovaná jadernými reakcemi s neutrony uvnitř detektoru (viz §2.1, pasáž "Jaderné reakce a indukovaná radioaktivita uvnitř detektorů").
Spektrometrie neutronů
 
Měření energií, neboli spektrometrie neutronů, je obtížnější než u záření gama či beta. Pro změření spektra pomalých neutronů se používá tzv. mechanický selektor. Tvoří je dva kotouče z látky silně pohlcující neutrony (z kadmia), upevněných na otočné hřídeli. Kotouče mají po obvodu řadu stejných radiálních štěrbin, jejichž poloha je u druhého kotouče o velmi malý úhel posunuta oproti kotouči prvnímu. Měřený svazek neutronů prochází rovnoběžně s osou hřídele štěrbinou prvního kotouče a jsou pohlcovány druhým kotoučem s výjimkou těch neutronů, jejichž rychlost je taková, že k druhémi kotouči dorazí v době, kdy mohou volně projít i posunutou štěrbinou druhého kotouče. Pro danou frekvenci otáček hřídele, vzdálenost kotoučů a úhlový posun jsou propouštěny neutrony jen v úzkém rozmezí rychlosti. Změnou frekvence otáček hřídele se postupně propouští neutrony různých rychlostí, jejich četnost se počítá neutronovým detektorem a tak se změří jejich rychlostní spektrum, z něhož se odvodí spektrum energetické. Tímto způsobem lze měřit spektra jen pomalých neutronů, řádově jednotky eV.
   Spektrun o něco rychlejších neutronů se dá měřit pomocí jejich Braggova rozptylu na krystalové mřížce. V důsledku korpuskulárně-vlnového dualismu se neutron hmotnosti mn a kinetické energii E chová jako vlna o vlnové délce l = h/(2mnE)1/2. Pomalým neutronům odpovídá vlnová délka řádově stejná jako je vzdálenost atomů v krystalech. Na takové mřížce se mohou neutrony rozptylovat Braggovým odrazem (podobně jako paprsky X): do určitého úhlu mezi rovinou mřížky a směrem dopadajícího svazku se odráží neutrony jen jedné energie. Plynulou změnou úhlu mezi svazkem neutronů a krystalem na goniometru nám naměřené četnosti v detektoru neutronů dávají úhlovou distribuční křivku, z níž se stanoví spektrum. Krystalové spektrometry neutronů jsou vhodné pro energie v rozmezí cca 0,1-100 eV.
   Pro měření spekter rychlých neutronů se dá použít odražených protonů, jejichž energie se měří proporcionálním nebo scintilačním detektorem, popř. i měřením délky stopy protonu v jaderné emulzi. Lze použít i již zmíněný scintilační detektor 6LiJ(Eu), kde neutrony při reakci (n,a) přenášejí na scintilátor energii 4,78MeV + energii přilétajícího neutronu, která se amplitudovou analýzou výstupních impulsů z fotonásobiče dá stanovit s rozlišením cca 10% (při energii 5MeV).

2.7. Měření radioaktivity vzorků (in vitro)
Jedním z nejčastějších druhů radiačních měření je měření radioaktivity vzorků - ať již se jedná o vzorky v medicíně a biologii, vzorky z životního prostředí, či vzorky odebírané z různých míst průmyslových systémů. Konkrétní metodika měření radioaktivity vzorků záleží na několika okolnostech - na druhu a energii záření, na aktivitě vzorků, na velikosti a tvaru vzorků, na požadované přesnosti, zda se jedná o měření relativní či absolutní atd. Otázky volby detektorů podle druhu záření jsme si rozebírali výše v §2.1-2.6. Zde se zmíníme o některých praktických aspektech geometrie měření a o specifických metodách měření sérií vzorků.

Geometrie měření - 2p, 4p
Celková účinnost měření je dána nejen vlastní detekční účinností detektoru, ale i vzájemným uspořádáním měřeného vzorku a detektoru - tzv. geometrií měření. Pod geometrií měření obecně rozumíme všechny aspekty prostorového vztahu a konfigurace měřeného vzorku či svazku záření vzhledem k detektoru. Na obr.2.7.1 jsou znázorněny typické geometrické konfigurace při měření vzorků.


Obr.2.7.1. Geometrie měření vzorků. Planární detektor pro geometrii max. 2
p a dva druhy studnových scintilačních detektorů pro měření aktivity vzorků v geometrii blízké 4p.

¨ Geometrie 2p
Nejjednodušší konfigurace vzniká, když měřený vzorek prostě přiložíme těsně k detektoru (obr.2.7.1 vlevo). Zanedbáme-li absorbci a vliv konečné velikosti vzorku a detektoru, je v ideálním případě detekováno všechno záření, které směřuje od vzorku do poloroviny v níž se nachází detektor, tedy polovina veškerého záření emitovaného vzorkem - říkáme, že měříme v geometrii 2
p (plný prostorový úhel 360° vyjádřený v radiánech představuje 4p, jeho polovina 180° pak 2p). Celková detekční účinnost pro přiložený vzorek zde může dosáhnout max. 50%. Detektory pro tento typ měření se někdy označují jako planární.
¨ Geometrie menší než 2p
Pokud je vzorek umístěn ve větší vzdálenosti od detektoru, jedná se o měření pod prostorovým úhlem
w< 2p, s příslušně nižší detekční účinností (0-50%).
¨ Geometrie 4p
Chceme-li zvýšit účinnost detekce a měřit veškeré záření emitované vzorkem do plného prostorového úhlu 360° - tedy v geometrii 4p, použijeme tzv. studnového detektoru v uspořádání znázorněném ve střední a pravé části obr.2.7.1. Studnový detektor pro měření vyšších aktivit v provedení ionizační komory je znázorněn na obr.2.3.3 vpravo v §2.3 věnovaném ionizačním detektorům. Pro citlivá měření nízkých aktivit vzorků se však používají studnové scintilační detektory s otvorem vyvrtaným v krystalu buď podélně do určité hloubky (prostřední část obr.2.7.1 - studnový krystal), nebo s otvorem vyvrtaným příčně skrz celý krystal (obr.2.7.1 vpravo). Zkumavka s měřeným vzorkem se zasunuje do tohoto otvoru, takže téměř všechno záření emitované vzorkem (s výjimkou úzkého kužele ve směru otvoru) musí procházet citlivým objemem detektoru a může být detekováno - jedná se tedy o geometrii blízkou 4p. V geometrii 4p se detekční účinnost může teoreticky blížit až 100%, v praxi u studnových scintilačních detektorů dosahuje cca 80-90%.
Pozn.: Pravou 4p-geometrií je výše uvedené měření vzorků beta rozpuštěných v kapalném scintilátoru, kde se můžeme přiblížit 100% účinnosti ("Detekce záření beta kapalnými scintilátory").

Detekční účinnost
Polohová a objemová závislost detekční účinnosti

Detekční účinnost měření, tj. poměr mezi měřeným počtem impulsů a počtem kvant emitovaných vzorkem, rozhodujícím způsobem závisí v prvé řadě na geometrické konfiguraci vzorku vůči detektoru. Každý vzorek emituje záření izotropně do všech směrů, avšak jen určitá část z tohoto záření vstupuje do citlivého objemu detektoru a může být registrována.
   V geometrii planárního detektoru podle obr.2.7.1 vlevo detekční účinnost závisí především na vzdálenosti vzorku od detektoru - klesá přibližně s druhou mocninou vzdálenosti, nejvyšší hodnoty (avšak max. 50%) dosahuje těsně u detektoru.
   U studnového detektoru je nejvyšší detekční účinnost v případě, že vzorek malého rozměru leží na "dně" studnového detektoru - tehdy největší část záření prochází citlivým objemem detektoru a naopak nejmenší část vychází v kuželu otvorem ven bez registrace. Čím výše je umístěn vzorek v otvoru studny, tím větší část záření vychází "bez užitku" ven - studnový detektor má výraznou polohovou závislost detekční účinnosti. S touto polohovou závislostí úzce souvisí i objemová závislost detekční účinnosti: čím větší je objem vzorku ve zkumavce zasunuté do otvoru studnového detektoru, tím větší část vzorku se nachází poblíž otvoru, kde je nižší detekční účinnost - obr.2.7.2 vlevo. K objemové závislosti detekční účinnosti přispívá i samoabsorbce záření ve vzorku.
Vliv absorbce záření 
Vedle geometrických vlivů může být detekční účinnost snižována i absorbcí záření, a to jednak v samotném vzorku (samoabsorbce), jednak ve vstupním okénku detektoru. Při měření vzorků se může uplatnit i rozdílná tloušťka skla zkumavek a ampulí, zvláště při měření záření gama nízkých energií
(např. u 125I - zde se doporučují plastové zkumavky).
Nastavení detekční aparatury 
Na detekční účinnost má nemalý vliv i spektrometrické nastavení detekční aparatury. Nejvyšší detekční účinnosti bychom formálně dosáhli v integrálním režimu, kdy měříme všechny impulsy přicházející z detektoru. Integrální režim nemůžeme použít tehdy, když v měřených vzorcích chceme odlišit více radionuklidů s různými energiemi - tehdy musíme použít diferenciálního měření s nastavením okénka analyzátoru na fotopík požadovaného záření gama. Avšak i tehdy, když vzorky obsahují jen jeden druh radionuklidu, je výhodné fotopíkové měření, neboť zde dosahujeme nejlepšího poměru signál/pozadí, což je důležité zvláště při měření vzorků o nízkých aktivitách srovnatelných s pozadím.


Obr.2.7.2. Vlevo: Objemová závislost detekční účinnosti studnového scintilačního detektoru. Vpravo: Polohová závislost fotopíku na umístění vzorku ve studnovém scintilačním detektoru.

Polohová závislost fotopíku u studnového scintilačního detektoru
U studnových scintilačních detektorů se setkáváme se zajímavým typickým jevem: rozšířením či zdvojením fotopíku a závislostí jeho polohy na umístění vzorku uvnitř studny. Záření gama ze vzorku umístěného uvnitř studny prochází dvěma oblastmi scintilátoru:
1. Dnem studny prochází zpravidla menší část gama-fotonů, avšak scintilace z příslušné oblasti scintilátoru, nejbližší fotokatodě fotonásobiče, jsou registrovány s vyšší účinností, t.j. s vyšší amplittudou výstupních impulsů.
2. Stěnami studny prochází větší část fotonů gama, přičemž scintilace z těchto oblastí scintilátoru, vzdálenějších od fotokatody, jsou registrovány s menší účinností, t.j. s nižší amplittudou výstupních impulsů.
   Ve výsledném spektru se pak fotopík skládá ze dvou částí. Hlavní, dominantní vrchol fotopíku, posunutý vlevo k nižším amplitudám (energiím), odpovídá většinové detekci záření gama v masívních bočních stěnách studnového krystalu. Pravá (sestupná) část fotopíku je směrem k vyšším energiím rozšířená o jakýsi hrbolek - "druhý fotopík", odpovídající detekci menší frakce záření gama procházející dnem studnového krystalu - obr.2.7.2 vpravo. Tento efekt je nejvýraznější pro bodový zdroj umístěný na dně studny ("zdvojený fotopík" - dolní spektrum), pro vyšší pozice zdroje ve studně se efekt snižuje a přestává být patrný; u velkoobjemových vzorků či zářičů mimo prostor studny, pozorujeme již jen celkově rozšířený fotopík.

Měření sérií vzorků
Měření velkých sérií vzorků, čítající desítky, stovky či tísíce vzorků, by při ručním měření jedním detektorem bylo velice pracné a zdlouhavé. Proto se používají speciální přístroje umožňující automatické měření sérií vzorků - vzorkoměniče a vícedetektorové přístroje.

Automatické vzorkoměniče
Vzorkoměniče, nazývané často též gama-automaty (většinou se totiž měří záření gama*), jsou detekční aparatury vybavené elektro-mechanickým zařízením pro výměnu vzorků. Vzorky se před měřením umísťují do zásobníku o kapacitě cca 100-500 vzorků, který má buď řetězové nebo kazetové uspořádání. Elektro-mechanická pohonná jednotka pomocí elektromotorku posunuje jednotlivé vzorky do místa detektoru, kde motoricky ovládaný elevátor zasune daný vzorek do dutiny studnového či vrtaného detektoru. Po předvolenou dobu pak probíhá měření, naměřený počet impulsů se zaregistruje
(vytiskne, pošle po počítače a pod.), elevátor vzorek vysune, posune se další vzorek a probíhá další měření - obr.2.7.3 vlevo.
*) Stejného principu elektro-mechanického posunu vzorků v zásobníku používají i vzorkoměniče pro měření záření beta v kapalných scintilátorech.


Obr.2.7.3. Vlevo: Gama-automat s elektromechanickým vzorkoměničem. Vpravo: 20-detektorový měřič vzorků gama.

Vícedetektorové systémy
Vzorkoměniče s jedním detektorem umožňují sice automatické měření bez nutnosti ruční manipulace, avšak změření velkých sérií vzorků je časově náročné - celková doba změření N vzorků činí T = N.(t + tm), kde t je průměrná doba měření jednoho vzorku a tm je manipulační doba výměny vzorku. Např. změření 300 vzorků o měřící době 100s trvá cca 8,5 hod. Při tak dlouhé době (měří se někdy i přes noc) je navíc určité riziko výpadku proudu, nestability či jiné poruchy.
   Nejvýkonnějšími a nejrychlejšími přístroji pro měření velkých sérií vzorků jsou vícedetektorové systémy. Sestávají z 10, 12, 16 či 20 nezávislých studnových scintilačních detektorů umístěných těsně vedle sebe ve dvou řadách (obr.2.7.3 vpravo). Každý scintilační detektor má svůj fotonásobič, většinou napevno spojený s krystalem v tzv. scintibloku. Vzorky se ukládají do zásobníků (pouzder), které přesně zapadají do otvorů detektorů. Po zasunutí takové sady vzorků probíhá současně (avšak nezávisle) měření každého z nich ve studnových scintilačních detektorech, přičemž měřené impulsy jsou registrovány v paměti přístroje. Po skončení měřící doby zasuneme zásobník s další sadou vzorků atd. Shora uvedený příklad měření 300 vzorků po 100s zde trvá při použití 20-detektorového přístroje jen necelých 30min!
Kromě velké rychlosti měření velkých sérií vzorků je velkou výhodou vícedetektorových přístrojů i to, že nemají žádné mechanické díly (jsou čistě elektronické), takže nevyžadují údržbu a mají minimální poruchovost.
   Základním požadavkem u vícedetektorových přístrojů je stejná detekční účinnost všech detektorů - výsledek nesmí záležet na tom, kterým detektoren byl ten který vzorek měřen. Dosahuje se toho jednak pečlivým výběrem scintilačních krystalů a fotonásobičů, zbylé rozdíly se vyrovnívají pomocí numerické korekce detekční účinnosti - výsledky z detektorů s poněkud sníženou citlivostí se násobí příslušným korekčním koeficientem větším než 1, počty impulsů z detektorů se zvýšenou účinností faktorem menším než 1. Matice korekčních koeficientů se získá tak, že buď jeden vzorek změříme postupně na všech detektorech a vypočteme příslušné poměry ke střední hodnotě, nebo změříme sadu vzorků se stejnou aktivitou. Korekční koeficient pro každý detektor je pak uložen v paměti přístroje a naměřené počty impulsů se automaticky korigují.
   Dalším požadavkem při vícedetektorovém měření je, aby záření ze vzorku zasunutého v jednom detektoru neprozařovalo do okolních detektorů a neovlivňovalo výsledky měření. Pro nízké energie záření gama (přístroje tohoto druhu se nejčastěji používají pro 125J) tomuto prozařování zabraňuje olověné stínění, do něhož jsou jednotlivé detektory zasazeny. Pro vyšší energie, kde se může prozařování reálně uplatnit, jsou přístroje vybaveny korekcí na prozařování: od změřeného počtu impulsů v daném detektoru se odečítají počty impulsů registrované v ostatních (okolních) detektorech, násobené určitými váhovými prozařovacími faktory. Matici těchto prozařovacích faktorů získáme tak, že vzorek daného radionuklidu měříme postupně v jednotlivých detektorech, přičemž registrujeme nejen počet impulsů v daném detektoru, ale i odezvu ostatních (prázdných) detektorů a dělíme ji počtem impulsů v daném detektoru. Získané faktory jsou opět uloženy v paměti přístroje a korekce probíhá při měření automaticky.
Hybridní vzorkoměniče 
Kromě jednodetektorových vzorkoměničů a mnohadetektorových systémů se ojediněle používají i vzorkoměniče s několika detektory - cca 3 - 5 detektory. Elektro-mechanické zařízení posunuje postupně zásobníky se vzorky a elevátory periodicky zasunují vždy 3-5 vzorků do detektorů na dobu měření. Tyto přístroje, nazývané někdy "hybridní", měří sice rychleji než jednodetektorové vzorkoměniče (tolikrát rychleji, kolik je detektorů), avšak výkonnosti mnohadetektorových systémů zpravidla nedosahují a jsou mechanicky značně komplikované.

2.8. Absolutní měření radioaktivity a intenzity záření
Stejně jako měřící metody obecně, lze i radiometrické měřící metody rozdělit na absolutní a relativní. U relativních měření nám jde o stanovení poměrů aktivit či intenzit záření jednotlivých vzorků buď mezi sebou, nebo vzhledem k vhodnému etalonu; ve většině aplikací ionizujícího záření nám taková relativní měření postačují. U absolutních metod potřebujeme přímým měřením za přesně definovaných podmínek z naměřeného ionizačního proudu nebo četnosti impulsů stanovit absolutní hodnotu aktivity v Bq či absolutní intenzitu svazku záření v počtu kvant/cm
2 (fluenci) nebo v jednotkách dávky Gy. Absolutní měření radiometrických veličin naráží na řadu principiálních a technických obtíží, které budou níže stručně diskutovány.
Metody absolutního měření radiometrických veličin můžeme rozdělit na dvě kategorie:

Absolutní měření radioaktivity
K primárnímu absolutnímu měření aktivity radioaktivních zářičů a preparátů lze použít několika metod, využívajících fyzikální a chemické projevy radioaktivity.
Absolutní počítání emitovaných částic
Aktivitu A určitého radioaktivního zářiče (tj. počet jader které se přemění za jednotku času) můžeme přímočaře změřit pomocí četnosti částic (kvant záření), které daný vzorek emituje. Vhodným detektorem změříme počet impulsů N za určitou dobu t, odečteme impulsy pozadí N
p a výsledek vynásobíme korekčním faktorem F:
A
[Bq] = F . (N - Np) / t .
Celkový korekční faktor F v sobě zahrnuje všechny faktory ovlivňující detekci záření z daného vzorku; je součinem několika dílčích koeficientů: F = f
g. fd . fa. Zde fg = 4p/w je geometrický faktor daný poměrem mezi plným prostorovým úhlem 4p (do něhož probíhá izotropní vyzařování z každého zdroje) a skutečným úhlem w, ve kterém kvanta emitovaná ze zářiče dopadají do citlivého prostoru detektoru (obr.2.8.1 vlevo nahoře). fd je korekční faktor detekční účinnosti, který závisí na druhu a velikosti detektoru, druhu a energii detekovaného záření, příp. na mrtvé době detektoru. fa je korekční faktor absorbce záření, který je součinem faktorů samoabsorbce ve vzorku, absorbce záření v okénku detektoru a příp. absorbce záření v prostředí mezi zdrojem a detektorem. Tyto korekční faktory je nutno pro každý konkrétní způsob určit nezávislým měřením.
K detekci kvant záření se používají G.M. trubice, scintilační a polovodičové detektory, proporcionální detektory. Zvláštní skupinu tvoří metody s geometrií měření 4
p, kdy aktivní prostor detektoru zcela obklopuje zdroj záření. Měřený vzorek je uložen buď dovnitř ionizační komory - G.M. nebo proporcionálního detektoru, nebo jsou radioaktivní atomy rovnoměrně rozptýleny v plynové náplni, či radioaktivní preparát je rozpuštěn v kapalném scintilátoru. Geometrie měření je zde téměř úplně 4p, pouze na okrajích a stěnách detekčního objemu dochází ke snížení detekční účinnosti.

Absolutní koincidenční metody
V určitých speciálních případech je možno náročné a obtížné stanovení výše uvedených korekčních faktorů F obejít. Elegantní možnost stanovení absolutní detekční účinnosti (tj.
h = 1/F), a tím automaticky i možnost měření absolutní aktivity radioaktivního preparátu, se nabízí u takových radionuklidů, které vysílají současně dvě kvanta ionizujícího záření (popř. více kvant současně). Zde můžeme použít metody současné - koincidenční - detekce těchto dvou kvant záření emitovaných radionuklidem.
Metoda b-g koincidencí 
Tato metoda je vhodná tam, kde radionuklid emituje záření beta doprovázené fotony gama (rozpadové schéma v levé části obr.2.8.1 nahoře). V tomto případě umístíme měřený vzorek o (hledané) aktivitě A mezi dva detektory, opatřené nezávislými vyhodnocovacími obvody (detekčními "kanály") a koincidenčním obvodem. Detektor D
b je citlivý pouze k záření beta a bude měřit četnost impulsů nb=A.Fb, kde Fb je geometricko-účinnostní faktor pro detekci záření b ze vzorku. Detektor Dg, citlivý pouze k záření gama, bude měřit četnost impulsů ng=A.Fg, kde Fg analogicky charakterizuje účinnost detekce záření g ze vzorku. Na výstupu koincidenčního obvodu se objeví impuls pouze tehdy, jestliže se současně vyskytnou impulzy na obou jeho vstupech. Pravděpodobnost, že dojde k současné registraci částice b a kvanta g, emitovaných při jedné radioaktivní přeměně, je Fb.Fg, takže četnost koincidencí bude nkoin= A.Fb.Fg. Z těchto třech vztahů můžeme úpravou vyloučit neznámé faktory Fb a Fg, čímž dostáváme výsledný vztah: A[Bq] = (nb.ng)/nkoin, podle něhož koincidenční metodou lze stanovit absolutní aktivitu A pouze na základě měření četností impulsů nb a ng v obou detektorech beta a gama. 


Obr.2.8.1. Koincidenční měření absolutní aktivity a detekční účinnosti.
Vlevo: Koincidenční detekce záření
b a g dvěma oddělenými detektory b a g. Vpravo: Koincidenční analýza měření dvojic kvant záření g.

Metoda g-g koincidencí
Tuto metodu lze použít v případě, že zkoumaný radionuklid při každé své přeměně současně emituje dva fotony - buď při deexcitaci jaderných hladin v kaskádě (např. u
60Co), nebo u elektronového záchytu doprovázeného současnou emisí fotonu charakteristického X-záření z obalu a fotonu g z excitovaného dceřinného jádra (např. u 125I)- obr.2.8.1 vpravo nahoře. Pokud obě tato kvanta vniknou do detektoru a jsou registrována, detektor je od sebe časově neodliší - dojde k jejich koincidenci a výslený impuls bude roven součtu impulsů od obou kvant. Ve spektru se tak objevuje sumační pík nS odpovídající součtu energií obou kvant (obr.2.8.1 vpravo).
   Pokud bychom měřili v geometrii 4p a detekční účinnost by byla 100%, všechny dvojice koincidenčních kvant by byly detekovány současně a ve spektru by byl přítomen pouze sumační pík. Pokud je účinnost detekce nižší než 100% (tak je tomu prakticky vždy), u části koncidenční dvojice je detekováno jen jedno z kvant a ve spektru se kromě sumačního píku objevují i vlastní píky obou kvant o příslušných energiích. Čím nižší je účinnost detekce (ať již odchylkou od geometrie 4p, nebo nižší účinností vlastního detektoru), tím menší je pravděpodobnost detekce obou koincidenčních kvant a tím nižší je sumační pík vzhledem k samostatným píkům jednotlivých kvant koincidenční dvojice. Vyhodnocením poměru mezi plochami (integrály) sumačního píku nS a píků jednotlivých koincidenčních kvant n1, n2 lze stanovit celkovou detekční účinnost v daném měřícím uspořádání, která zahrnuje všechny dílčí faktory (geometrické, absorbční, účinnosti detektoru) a stanovit tak absolutní aktivitu měřeného vzorku: A[Bq] = (n1+n2+2.nS)2/4.nS. Tato metoda funguje dobře v geometrii blízké 4p a při ne příliš nízké detekční účinnosti, kdy je sumační pík nS dobře vyjádřený (přesnost stanovení absolutní aktivity může být lepší než 1%). Při geometrii 2p či nižší sumační pík ve spektru téměř mizí - metoda je zatížena velkou chybou, nebo není použitelná vůbec.

Kalorimetrické měření absolutní aktivity
K absolutnímu měření radioaktivity lze v zásadě použít i tepelných účinků energie uvolňované při radioaktivních přeměnách. Jelikož množství vznikajícího tepla je z makroskopického hlediska poměrně malé, lze této metody použít jen pro preparáty o poměrně vyšší aktivitě, řádově stovky MBq a GBq. Tzv. izotermické kalorimetry, pracující při normální teplotě, se občas používají pro absolutní měření radioaktivity vysokoaktivních preparátů - pomocí můstkově zapojených termistorů se srovnává teplotní rozdíl mezi referenčním vzorkem a vzorkem obsahujícím radioaktivní materiál. .............................

Elektrostatické měření absolutní aktivity
lze použít k měření aktivity radionuklidů, emitujících nabité částice - a nebo b. Při vyzáření nabité částice z radionuklidu (původně elektricky neutrálního), získává tento radionuklid stejně velký náboj opačného znaménka. Ze změny celkového náboje vzorku za určitý časový interval lze v principu stanovit aktivitu. Jelikož takto vznikají velmi malé hodnoty náboje, je nutno použít citlivých elektrometrů. Projevuje se zde řada rušivých vlivů, pocházejících od sekundárních elektronů uvolňovaných při ionizaci zářením i od absorbce nabitých částic v samotném zdroji...

Kalibrace detektorů pro měření aktivity
...............

Měření aktivity studnovou ionizační komorou
Pro přibližné měření radioaktivity, zvláště v oblasti medicínských aplikací otevřených radionuklidů, se s výhodou používají ionizační komory ve studnovém provedení jako měřiče aktivity radioaktivních preparátů
(tyto měřiče se někdy nesprávně nazývají "dávkové kalibrátory" - "dose calibrator") - bylo uvedeno výše v §2.3 "Ionizační detektory", obr.2.3.1 vpravo. Lahvička či stříkačka s radioaktivní látkou se vloží do otvoru studnové ionizační komory, která v geometrii blízké 4p registruje vycházející záření g. Elektrický signál I z této komory je úměrný aktivitě preparátu A a G-konstantě daného radionuklidu: I ~ A . G; G-konstanta je pro každý radionuklid jiná. Elektronické obvody měřiče aktivity jsou kalibrovány tak, že pro zvolený radionuklid je na displeji zobrazena jeho aktivita přímo v MBq.

Měření intenzity záření a dávkového příkonu
Intenzitu neboli fluenci záření lze přímočaře měřit pomocí vhodných detektorů, citlivých k danému druhu záření a umístěných v požadovaném místě svazku záření. Naměřenou četnost impulsů N na jednotku plochy detektoru je opět třeba korigovat faktorem F detekční účinnosti. V případě silnějších svazků záření, používaných např. v radioterapii, se intenzita záření charakterizuje dozimetrickou veličinou radiačním dávkovým příkonem v daném místě látky, která je záření vystavena. K těmto měřením se nejčastěji používají normalizované a kalibrované ionizační komůrky, nověji i polovodičové detektory.
  K měření dávek a dávkových příkonů uvnitř ozařovaných materiálů, např. uvnitř tkáně v radioterapii, se používá tzv. Bragg-Grayovy metody ionizační komůrky, umístěné v dutině uvnitř materiálu (resp. sama tato komůrka je tou dutinou). Toto měření je objektivní za předpokladu, že intenzita záření v okolním materiálu i v komůrce je stejná, rozměry dutiny komůrky jsou mnohem menší než dosah sekundárních elektronů v plynu a rozměry vrstvy obklopujícího materiálu jsou naopak mnohem větší než dosah sekundárních elektronů v tomto materiálu. Tehdy nastává v soustavě elektronová rovnováha, přítomnost dutiny - ionizační komůrky - nenarušuje elektronovou rovnováhu v okolním materiálu. Pak ionizace plynu v dutině komůrky je způsobena téměř výhradně elektrony přicházejícími z vnějšku jejich stěn (příspěvek z interakce primárního záření v dutině komůrky je zanedbatelný) a tyto elektrony při průchodu dutinou komůrky ztrácejí jen nepatrnou část své kinetické energie. Předaná energie v místě komůrky a jejím okolí se prakticky rovná kinetické energii uvolňovaných elektronů (dávka = kerma). Za této situace je počet iontových párů vzniklých v dutině komůrky úměrný dávce primárního záření v materiálu, který dutinu komůrky obklopuje. Tedy dávkový příkon D´ je úměrný proudu I ionizační komůrkou: D´ = L.w.I/(r.V), kde L je poměr lineární ionizace ozařovaného materiálu a plynu komůrky při pohybu elektronů, w je energie potřebná pro vznik jednoho iontového páru v plynu komůrky, r je hustota (měrná hmotnost) plynu, V je objem dutiny komůrky. Při praktických měřeních se ionizační komůrky umisťují do příslušných míst fantomů, buď vodních nebo tkáňově ekvivalentních (které svým složením imitují ozařovanou tkáň).

2.9. Měření radioaktivity v organismu (in vivo)
Specifickou oblastí radiometrických měření je detekce záření z radioaktivních látek deponovaných uvnitř organismu - měření in vivo. Položme si nejprve otázku: Za jakých okolností se může radioaktivita dostat do organismu? Jsou v podstatě dvě možnosti:

V obou těchto protichůdných situacích může obecně vyvstat potřeba měření množství či distribuce radioaktivity v organismu.

Celotělové měření radioaktivity
Absolutní změření úhrnného množství radioaktivity v organismu může být důležité u zmíněného případu č.2 - vnitřní kontaminace radiačních pracovníků.
Radioaktivitu v organismu stanovujeme na základě zevní detekce vycházejícího záření gama. Aby při celotělovém měření bylo dosaženo přibližně stejné detekční účinnosti pro všechna místa těla, používá se několika scintilačních detektorů větších rozměrů, rozmístěných kolem těla pacienta v uspořádání tzv. celotělového detektoru. U některých typů tělo rovnoměrně projíždí mezi soustavou detektorů. Při vyhodnocení počtu měřených impulsů z jednotlivých detektorů se používá řada korekcí na absorbci a geometrické podmínky, jakož i násobení kalibračními koeficienty vyjadřujícími vztah mezi změřenou četností impulsů a aktivitou sledovaného radionuklidu v těle.
Pro zjištění vnitřní kontaminace neznámým radionuklidem, nebo směsí různých radionuklidů, se ojediněle používá v celotělovém detektoru i spektrometrických polovodičových detektorů s vysokým energetickým rozlišením, přičemž spektra se měří a vyhodnocují pomocí mnohokanálového analyzátoru.
   Při diagnostických aplikacích radioaktivity se v 70. a 80.letech celotělová měření prováděla jen zcela ojediněle při zjišťování resorbce některých látek (např. vitamínu B12 značeného 57Co); nyní je tato metoda již většinou opuštěná a pod celotělovým měřením v nukleární medicíně máme na mysli obvykle celotělovou scintigrafii - kap.4 "Radioisotopová scintigrafie".

Lokální měření distribuce radioaktivity
Při diagnostických a terapeutických aplikacích radioisotopů do organismu nepotřebujeme měřit absolutní hodnotu radioaktivity v těle (tu jsme si změřili v lahvičce či stříkačce před aplikací). Potřebujeme zjistit spíše rozložení radioaktivity v jednotlivých místech a orgánech v organismu - to má přímý diagnostický či terapeutický význam. Jde nám tedy o relativní lokální měření radioaktivity v určitých místech organismu na základě zevní detekce vycházejícího záření gama, které proniká tkáněmi ven z organismu.
   Toto lokální měření intenzity vycházejícího záření můžeme v principu provádět prostým přikládáním scintilačního detektoru k jednotlivým místům. Volný detektor (bez stínění) by však registroval záření g nejen z požadovaného místa, ale i z ostatních míst v organismu, s jen o něco nižší účinností (danou větší vzdáleností těchto míst od detektoru). Abychom dosáhli selektivní detekce záření jen z požadovaného místa (směru) v organismu, je potřeba odstínit záření g přicházející z ostatních (nežádoucích) směrů a měřit jen záření z úzkého kužele v požadovaném směru - opatřit detektor kolimátorem. Postupným přikládáním takové kolimované detekční sondy k jednotlivým místům těla můžeme "zmapovat" distribuci radioindikátoru v jednotlivých orgánech uvnitř organismu. Nebo kolimovanou detekční sondou nasměrovanou na určitý orgán můžeme sledovat časový průběh distribuce radioindikátoru v tomto orgánu po aplikaci radioaktivní látky do organismu.

Nukleární medicína
Tyto detekční metody sehrály důležitou úlohu v příslušné etapě vývoje nukleární medicíny - oboru zabývajícího se diagnostikou a terapií pomocí aplikace otevřených radionuklidů (kap.4). Nejjednodušší metodou je stanovení akumulace
131J ve štítné žláze, kdy se po aplikaci známého množství radiojodu měří kolimovanou sondou záření g ze štítné žlázy a porovnáním s hodnotou standardu se stanovuje procento radiojodu, které štítná žláza vychytala; opakovaným měření po několik dní se dále zjišťuje poločas vylučování jódu ze štítné žlázy.
   Nejpoužívanější měřící metodou v nukleární medicíně v 60.-80.lelech byla radioisotopová nefrografie: dvě kolimované scintilační sondy se nasměrovaly zezadu do oblasti pravé a levé ledviny, aplikoval se radioaktivní 131J-hippuran, který se vychytával v ledvinách a detekční sondy registrovaly množství záření z levé a pravé ledviny. Impulsy z nefrografických sond se přes integrátory vedly na registrační zapisovače, jejichž pisátka vykreslily postupně tzv. nefrografické křivky, znázorňující akumulaci 131J-hippuranu v levé a pravé ledvině a jeho postupné vylučování do močových cest. Z tvarů nefrografických křivek (strmosti nárustů, časů dosažení vrcholů a prudkosti poklesů) se dá usuzovat na funkční schopnost ledvin a jejich drenáž.
Občas se používaly metody registrace záření g kolimovanými detekčními sondami i z oblasti srdce či mozku - metoda tzv. radiocirkulace za účelem vyšetření dynamiky srdeční činnosti či průtoku krve mozkovými hemisférami. Tyto a jim podobné metody však již v době svého vzniku byly diskutabilní (vzhledem k velkým chybám a nepřesnostem při detekci záření "naslepo") a byly záhy opuštěny. Všechny tyto metody včetně nefrografie byly nahrazeny podstatně dokonalejšími a komplexnějšími metodami scintigrafickými.
Radiačně navigovaná chirurgie - sentinelové uzliny
Lokální radiační měření úzce kolimovanou miniaturní detekční sondou záření gama nachází důležité uplatnění v radiačně navigované chirurgii při detekci tzv. sentinelových uzlin. Při chirurgické léčbě nádorových onemocnění je důležité odstranit nejen primární nádor, ale pokud je to možné i další tkáně, do kterých by mohly být infiltrovány nádorové buňky. Tyto nádorové buňky se z primárního ložiska šíří především lymfatickými cestami, takže jako první bývají zasaženy lymfatické uzliny v okolí nádorového ložiska. Aplikujeme-li do periferní části nádorového ložiska vhodný radioindikátor koloidního skupenství (nejčastěji
99mTc nanokoloid, velikost částic cca 50-600 nm, aktivita cca 40-150 MBq), bude se šířit lymfatickými cestami a zachycovat a shromažďovat se v těch uzlinách, které jsou lymfaticky spojeny s nádorovým ložiskem. První taková uzlina v lymfatickém "povodí" nádorového ložiska se nazývá sentinelová uzlina. Hromadění radioindikátoru v uzlinách se dá zobrazit scintigraficky. Nejdůležitější je však sledování radioindikátoru během vlastního chirurgického výkonu, kdy pomocí kolimované detekční sondy chirurg přímo v operačním poli může najít sentinelovou uzlinu s obsahem radioindikátoru, a též u vyoperované uzliny se přesvědčit, zda je v ní obsažen radioindikátor.*) Po aplikaci radioindikátoru se nejprve provede scintigrafické zobrazení se zakreslením zobrazených uzlin, pak pacient odchází k vlastnímu chirurgickému výkonu, během něhož se používá detekční gama-sonda.
*) Spolu s radioindikátorem se aplikuje současně i modré barvivo (........), které rovněž proniká do uzlin, takže chirurg může sentinelovou uzlinu rozpoznat i podle modrého zabarvení.
Sc i n t i g r a f i e
Jedinými životaschopnými a perspektivními metodami analýzy rozložení radioaktivity v organismu
(odhlédneme-li od výše zmíněné metody detekce sentinelových uzlin) jsou metody scintigrafického zobrazení statické či dynamické distribuce radioindikátoru. Tyto metody poskytují detailní zmapování a přehledné zobrazení rozložení radioindikátoru včetně všech zvláštností a anomálií uvnitř organismu, s možností vizuálního hodnocení i detailní matematické analýzy a kvantifikace parametrů vyšetřovaných procesů uvnitř organismu. Metody radioisotopové scintigrafie jsou podrobně popsány v kap.4 "Radioisotopová scintigrafie".

2.10. Kalibrace a kontrola detekčních přístrojů
Pro zajištění přesných a reprodukovatelných výsledků radiometrických měření je nutno zajistit správné nastavení a kalibraci detekčních přístrojů a tyto parametry pravidelně kontrolovat - zajistit tak jejich stabilitu.

Kalibrace radiometrických přístrojů
Základní seřízení a kalibrace těchto měřících přístrojů je zpravidla provedena již výrobcem při dodání zařízení, jedná se o "firemní kalibraci". Potřeba vlastní kalibrace přístroje vyvstane pro uživatele tehdy, když jej hodlá použít k jinému účelu, než pro jaký byl kalibrován. Popř. se jedná o přístroj pro obecné použití, jehož výslednou odezvou jsou jednotlivé impulsy, napěťový či proudový signál. Některé metody absolutní kalibrace byly zmíněny výše v §2.8. Pro běžného uživatele je obvykle dostupná jen metoda relativní kalibrace - ocejchování přístroje pomocí etalonů, nebo jeho srovnáním s jiným ("etalonovým") přístrojem. U přístrojů, na něž jsou kladeny vysoké požadavky přesnosti a reprodukovatelnosti výsledků, se provádí metrologická kalibrace či ověření přístroje s použitím etalonů za účasti autorizované laboratoře (metrologického institutu).

Stabilita měřícího přístroje a její kontrola
Nestabilita radiometrických přístrojů může být způsobena různými vlivy, v závislosti na druhu detekčního přístroje. U jednoduchých přístrojů na bázi ionizačních komor bývá nestabilita často způsobována změnou tlaku a složení náplně plynu v komoře vlivem netěsnosti (únik náplně) - vede většinou ke snížení detekční účinnosti.
   U spektrometrických přístrojů se nestabilita detektoru a elektronických obvodů vyhodnocovací aparatury projevuje posunem spektra a tedy i změnou polohy fotopíku; je-li okénko analyzátoru správně nastaveno symetricky na fotopík, v důsledku nestability "ujede" fotopík z okénka a dojde k výrazné změně počtu registrovaných impulsů. U mnohakanálových analyzátorů nestabilita může vést k posunům a rozmazání fotopíků. Příčinou posunu spektra je změna výšky signálních impulsů na výstupu detektoru, nebo změna elektronického zesílení vyhodnocovací aparatury. Tyto změny mohou být způsobeny kolísáním vysokého napětí na dynodách fotonásobiče (to se projevuje velmi citlivě!), kolísáním zisku zesilovače, změnami elektrických hodnot součástek elektrických obvodů buď kolísáním teploty nebo jejich "únavou" a stárnutím, "únavou" fotonásobiče, změnami vlastností scintilačního krystalu (jako je žloutnutí v důsledku absorbce vody) či polovodičového detektoru (difuze driftu a pod.).
   Pro vyloučení vlivu kolísání napájecího napětí jsou moderní přístroje vybaveny stabilizátory napětí. Pro dosažení vysoké stability detekčních přístrojů a omezení či vyloučení vlivu teploty na odezvu přístroje se doporučuje zajistit teplotní stabilizaci prostředí či místnosti v níž přístroj pracuje (např. klimatizace). Další zásadou pro zajištění přesných a stabilních výsledků měření je, že nikdy neměříme na přístroji ihned po jeho zapnutí. Zesílení a další parametry elektronické aparatury, jakož i vlastního detektoru, se po zapnutí přístroje mohou poněkud měnit a teprve za několik minut se přístroj dostává do ustáleného režimu, v němž pak dlouhodobě setrvává (nedojde-li ovšem k nestabilitě z jiné příčiny či k poruše). Některé přístroje se pro zajištění vysoké stability vůbec nevypínají.

Testy kvality, správné funkce a stability měřících přístrojů je obvyklé rozdělovat z časového hlediska na dvě skupiny:

Z organizačního hlediska by každý měřící přístroj pro detekci záření měl mít vypracován předpis pro nastavení, kontrolu a metodiku měření, výsledky testování by měly být zapisovány do technického deníku daného přístroje, či vyhodnocované a archivované počítačově.

Statistická kontrola stability odezvy přístroje
Pokud máme radiometrický přístroj správně kalibrován a je ověřeno jeho správné nastavení, nebude sice vykazovat hrubší chyby měření, avšak mohou se v principu objevovat drobnější odchylky vlivem nestabilit, které se na četnosti měřených impulsů pozadí, vzorků a standardů významně neprojevují a "na první pohled" je nepoznáme. O správné a stabilní funkci přístroje se pak můžeme přesvědčit pomocí vhodného statistického kritéria - zda měřená četnost impulsů podléhá pouze statistickým fluktuacím, nebo zda je ovlivněna i jinými faktory. Tato metoda ověření vychází z poznatků o statistických fluktuacích uvedených v následujícím §2.11; zde uvedeme jen postup.
   Jeden způsob zhodnocení správné funkce přístroje spočívá v opakovaném měření téhož vzorku na přístroji, čímž zjistíme soubor četností N1,N2, ..., Nn. Vypočteme průměrnou hodnotu N´=(N1+N2+...+Nn)/n a směrodatnou odchylku měření s = Ö(N12+N22+...+Nn2)/n.. Tuto směrodatnou odchylku porovnáme se směrodatnou odchylkou danou výhradně statistickými fluktuacemi radioaktivních přeměn ÖN´. Pokud směrodatná odchylka s při měření významně přesahuje teoretickou hodnotu ÖN´, přístroj přispívá k chybě svou nestabilitou.
Pro rychlou orientační kontrolu stačí stejný vzorek změřit dvakrát, čímž dostaneme dvě hodnoty počtu impulsů N
1 a N2. Pro posouzení, zda rozdíl mezi těmito dvěma hodnotami je ještě v rozmezí statistických fluktuací, použijeme následující kritérium: překročí-li rozdíl |N2-N1| mezi naměřenými počty impulsů přibližně tři směrodatné odchylky statistických fluktuací, tj. 3.Ö[(N12+N22)/2], svědčí to pro podezření na nestabilitu přístroje.

2.11. Statistické fluktuace a chyby měření
Podobně jako všechna ostatní měření reálných přírodních veličin, jsou i metody detekce a spektrometrie záření zatíženy určitými chybami. Charakter a původ těchto chyb však má u jaderných a radiačních měření svá specifika, s nimiž se většinou v jiných oblastech nesetkáváme. Jsou to neodstranitelné statistické fluktuace.*)
*)V běžném životě se s těmito flutkuacemi nesetkáváme proto, že sledujeme většinou makroskopické objekty a množství fotonů světla, pomocí něhož pozorujeme, je natolik velké, že fluktuace jsou nepatrné. Avšak např. v astronomii při pozorování a spektrometrickém měření slabého toku světla ze vzdálených galaxií se statistické fluktuace projevují úplně stejně jako při detekci slabého ionizujícího záření. S kvantově - statistickými fluktuacemi se obecně setkáváme všude tam, kde měřený signál je natolik slabý, že se uplatňují kvantové fluktuace měřené veličiny.

Statistické fluktuace
Emise kvant ionizujícího záření, stejně jako jeho interakce s atomy látkového prostředí (a tím i mechanismy detekce záření) probíhá na mikroskopické úrovni prostřednictvím dějů řídících se nikoli detrministickými zákony klasické fyziky, nýbrž zákonitostmi kvantové mechaniky. Tyto kvantové zákonitosti jsou principiálně stochastické, pravděpodobnostní (viz §1.1). Přeměna radioaktivních atomů je zcela náhodný proces a vznikající ionizující záření je emitováno náhodně, nekorelovaně, inkoherentně. Tok ionizujícího záření proto není plynulý, ale fluktuující. Stejně fluktuující (kolísavá) bude i odezva každého přístroje detekujícího toto záření - jedná se o fluktuace neodstranitelné žádným zdokonalením přístroje či metody, tyto fluktuace mají svůj původ v samotné podstatě měřených jevů.
Vliv statistických fluktuací na výsledky radiačních dekčních a spektrometrických měření můžeme zjednodušeně (avšak výstižně) vyjádřit následujícím pravidlem:

Naměříme-li na radiačním detekčním přístroji N impulsů, naměřili jsme ve skutečnosti N ± Ö(N) impulsů.

Přesněji řečeno, směrodatná odchylka s (zvaná též střední kvadratická odchylka) jednotlivého měření je dána druhou odmocninou z naměřeného počtu impulsů N: s = ± Ö(N). Znamená to, že při opakovaném měření leží přibližně 68% z celkového počtu naměřených hodnot v intervalu (N-s, N+s), 95% hodnot leží v intervalu (N-2s, N+2s) a 99% hodnot v intervalu (N-3s, N+3s).*)
*) Pravděpodobnost výskytu určité změřené hodnoty počtu impulsů je obecně vyjádřena tzv. Poissonovým zákonem rozdělení (který je v oblastech kolem nuly asymetrický), při vyšších počtech impulsů pak přechází v symetrické normální (Gaussovo) rozdělení (obr.2.11.1 vlevo).


Obr.2.11.1. Vlevo: Rozdělení pravděpodobnosti výskytu změřených hodnot počtu impulsů podle Gaussova normálního rozdělení.
Vpravo: Porovnání spektrometrického měření při nízkém (nahoře) a vysokém (dole) počtu detekovaných impulsů.

Relativní chyba (variační koeficient) měření je pak D = s/N = Ö(N)/N = 1/Ö(N), popř. ´100, pokud ji chceme vyjádřit v %. Chyba měření je tedy tím nižší, čím vyšší počet impulsů naměříme - a to je též jediný způsob, jak snížit chyby způsobené statistickými fluktuacemi! Změříme-li 10impulsů, činí chyba 1/Ö(10) @ 33%, při 100impulsech bude chyba 1/Ö(100) = 10%, při 1000 impulsech 1/Ö(1000) @ 3%, a teprve když změříme 10000impulsů, bude statistická chyba činit již jen 1%: 1/Ö(104) = 1%.
   Jedinou možností snížení statistických fluktuací tedy je zvýšit nastřádaný počet impulsů - počet "užitečných" fotonů g, z nichž vznikne odezva v detekčním přístroji. Na obr.2.11.1 vpravo je ukázka scintilačního spektra 131J změřená stejným detektorem při max. nastřádaném počtu impulsů N=50imp/cell (nahoře) a N=15000 imp./cell (dole). Rozdíl v kvalitě a přesnosti spektra je evidentní - při nízkém počtu registrovaných impulsů jsou podrobnosti v tvaru spektra "přehlušeny" statistickými fluktuacemi, zatímco při vysokém počtu impulsů je spektrum plynule a detailně "prokresleno" s minimálními fluktuacemi. Stejným způsobem se statistické fluktuace projevují u všech radiačních měření, např. i u scintigrafických obrazů (kap.4 - Radioisotopová scintigrafie).

Celková chyba měření
Výsledná chyba měření se obecně skládá z jednotlivých dílčích chyb, které můžeme rozdělit do tří skupin:

Pokud jednotlivé dílčí chyby mají statistický charakter, je výsledná chyba měření podle zákonitostí matematické statistiky dána jejich geometrickým součtem: s = (s12 + s22 + s32 +....+ sn2)1/2.

1.6. Ionizující záření   3. Aplikace záření

Zpět: Jaderná fyzika a fyzika ionizujícího záření
Jaderná a radiační fyzika Detekce a spektrometrie záření Aplikace záření
S c i n t i g r a f i e Počítačové vyhodnocování scintigrafie Radiační ochrana
Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu   |  Antropický princip aneb kosmický Bůh
AstroNuklFyzika ® Jaderná fyzika - Astrofyzika - Kosmologie - Filosofie

Vojtěch Ullmann