Proiectarea unui detector matricial cu camere de ionizare, [615585]

Proiectarea unui detector matricial cu camere de ionizare,
destinat masurarii in fascicule pulsate de particule
incarcate

Introducere

Capitolul 1: Radiatii ionizante
1.2 Caracterizarea radiațiilor ionizante
1.3 Surse de radiații
Capito lul 2: Elemente de dozimetrie si radioprotectie
2.1 Caracterizarea câmpului de radiații
2.2 Marimi dozimetrice
2.2.1 Doza absorbita
2.2.2 Kerma
2.3 Marimi dozimetrice specifice radioprotectiei
2.3.1 Doza echivalenta
2.3.2 Doza efectiva
2.3.3 Doza efectiva angajata si doza echivalenta angajata
2.4 Marimi operationale
2.5 Limite de doza

Capitolul 3: Detectori de radiatie
3.1 Notiuni generale
3.2 Clasificarea detectorilor (Tipuri de dectori)
3.2.1 Detectori cu gaz
3.2.1.2 Camere de ionizare (Camera Markus)
3.2. 1.3 Contori proportionali
3.2.1.4 Contori Geiger Mueller
3.2.2. Detectori cu corp solid
3.2.2.1 Detectori scintilatori
3.2.2.2 D etectori cu semiconductori
Capitolul 4: Realizarea dispozitivului
4.1 Calibrarea detectorilor( camerele de ionizare)

4.2 Proiectarea dispozitivului
4.2.1 Specificatiile camerei
Capitolul 5: Rezultate experimentale
7. Concluzie

Capitolul 1
Radiații ionizante

1.1 Caracterizarea radiațiilor ionizante [1]

Radia țiile ionizante sunt unde electromagnetice si particule care pot cauza, direct sau
indirect, ionizarea atomilor si moleculelor substanțelor cu care interacționează . Ionizarea
reprezi ntă procesul prin care atomii câștigă sau pierd electroni (figura 1.1) .
Radiațiile ionizante pot fi de 2 tipuri:
– Radiații de natură corpusculară ; fundamental particulele subatomice sau nucleare care
au o anumită masa si, câteodată , sarcină electrică; ținând cont de legile fizicii cuantice
aceste particule au masa dar se comportă ca o unda și in timpul procesului de
interacți une cu materia pot ceda energie.
– Radiații de natură ondulatorie (fotoni) , particulele cu masa foarte mică( aproape nulă)
și fără s arcină electrică
Acestea se pot împărții in două mari clase: particule neutre(fotonul și neutronul) și
particule încărcate .
În principiu radiațiile ionizante se împart în două categorii: direct ionizante și indirect ionizante.
Sunt direct ionizante particu lele încărcate( electronii, radiațiile 𝛼,𝛽, etc); sunt indirect ionizante
particulele precum fotonii( raze X și raze 𝛾), și particulele neutre (neutronii).

Figura 1.1 – Procesul de ionizare a radiației

O caracteristică a radiațiilor foarte importantă este energia acestora, cu unitate de măsură care
poate fi exprimată în joule [J], sau cum este găsită de obicei în literatură, în electronvolt[eV].
Un electronvolt reprezintă energia pe care o sarcină elementară (electron sau proton) o primește
atunci când este accelerată la o diferență de potențial de 1 Volt.
Radiațiile direct ionizante:
Particulele încărcate grele (protoni, particulele 𝛼, etc) atunci când trec prin materie cedează
propria energie prin ciocniri elastice cu electronii atomului; pierderea d e energie este
caracterizată de un număr considerabil de ciocniri, fiecare dintre acestea implicând în mod
obișnuit o fracțiune foarte mică din energia particulei incidente.
În urma ciocnirilor apar electronii liberi cu o anumită energie pe care la rândul lor o pierd prin
ciocnirea cu ceilalți electroni ai atomului. Acest mecanism produce la rândul ei și ionizare .

Pierderea energie particulelor grele este direct proporțional cu densitatea materialului prin care
trec. Particule încărcate ușoare, precum elec tronii și pozitronii (masa acestora este aproximativ
1/1836 din masa atomului de hidrogen; cu o valoare a sarcinii de 1.6 × 10-19 Coulomb), cedează
energia prin ciocniri cu electronii atomului , analog cu particulele grele. Un alt mecanism
importat a pierde rii de energie a electronilor și pozitronilor reprezintă interacțiunea cu câmpul
electric nuclear, unde aceștia pot pierde energie prin mecanismul de frânare din partea câmpului
electric al nucleului. Acest mecanism se numește bremmsstrahlung .
Radiații io nizante indirect:
Fotonii cu energia cuprinsă intre 10 k eV si 10 Me V interacționează cu materia prin 3 efecte:
– Efectul fotoelectric: fotonul este complet absorbit de către un electron care capătă
suficientă energie pentru a deveni liber.
– Efectul Com pton: consta in împrăștierea elastica a unui foton pe un electron
cu schimbarea lungimii de unda a fotonului.
– Generarea de perechi: implică transformarea unui foton într -o pereche de electron –
pozitron in prezența câmpului electric al nucleului.
În to ate cazurile, așa cum rezultă din procesul de interacțiune , există cel puțin o particulă
încărcată. Prin urmare, este clar că, pe măsură ce particulele intră în material, pierderea de
energie din cauza fotonilor este din ce în ce mai asemănător cu cea a el ectronilor.
Radiațiile indirect ionizante sunt mult mai penetrante decât radiația particulelor încărcate(direct
ionizante). Din cauza aceasta pentru a putea atenua radiațiile indirect ionizante avem nevoie de
materiale grele cu un număr atomic Z mare, adic ă cu densitate de electroni foarte mare, de
exemplu: plumb, tungsten (Wolfram ), beton din baritină, etc.
Particulele neutre nu ionizează direct materia dar pun in mișcare particulele încărcate care
cedează energie când încetinesc. Particulele neutre produ c radiația ionizantă indirectă, in timp
ce particulele încărcate produc radiația direct ionizantă. In primul caz depunerea energiei in
materie se realizează într -un proces cu 2 pași: particulele neîncărcate interacționează și pune in
mișcare particulele în cărcate, particula încărcata își depune energia în materie. Interacțiunea
particulelor neutre este indeterminabilă și stocastic ă.
Particulele neutre(neutron) pierd energie prin ciocniri cu nucleele atomice. Nucle ele poate fi
slab accelerat sau rupți în mai multe fragmente . Aceste fragmente ( formate din protoni sau
neutroni) pierd energia în mod similar cu particulele încărcate. Pentru a atenua fascic ulele de
neutroni se dorește folosire unor materiale cu un număr mare de protoni și nuclee ușoare
precum: ap a, beton, parafină, etc.

Exemple de particule încărcate :

Particula Energie [MeV] Sarcina electrică
Electron(Pozitron) 0.511 -1(+1)
Mion 105.7 ±1
Pion 139.6 ±1
Proton(𝐻1) 938.3 +1
Deuteriu( 𝐻2) 1875.6 +1
Tritiu((𝐻3) 2809 +1
Particule Alpha(𝐻4) 3727.4 +2*
Ioni grei Masă nucleară Z*
Tabel 1.1 – Reprezentare particulelor incărcate impreună cu valoarea energiei lor și a sarcinei

Surse de radiații
Radiația ionizantă poate fi creată in mod natural sau artificial. Efectele radiații lor artificiale și
naturale sunt aceleași.

Figura 2.1 Reprezentarea grafică a surselor de radiații

Surse naturale de radiație
Sursele naturale de radiație cuprind aproximativ 86 la sută din doza anuală medie. Acestea pot
fi:
Radon
Radonul este un gaz na tural radioactiv produs din uraniu. Radonul intră în clădiri de prin pământ
și poate fi câteodată inofensiv în anumite cantități . Acesta reprezintă cea mai mare porțiune,
aproximativ 56 la sută din doza medie anuală. Expunerea la radon crește posibilitatea cancerului
de plămâni.
Radiația cosmică
Pământul este în continuu supus radiației provenită de la Soare (radiație solară) sau provenită
din afară sistemului solar. Această radiație se numește radiație cosmică. Dozele de radiație
provenite de la radiația c osmică sunt mai mari la o altitudine mai mare.
Radioactivitatea naturală în sol
Radioactivitatea naturală a existat încă de la începutul timpului pe pământ. Radionuclizii de
uraniu, toriu și potasiu sunt relativ abundenți în roci și soluri. Radiația gamma emisă de aceste
radionuclizii ne dă tuturor o doză de radiație.
Thoron
Similar cu radonul , thoron este un gaz radioactive natural. Principala sursă de thoron din
încăperi se găsește in materialele de contracție . Dozele de radiație primite sunt mult mai mici
față de cele primite de la radon.
Radioactivitatea naturală în alimente
Radioactivitatea prezentă în sol și în mare este transferată în cantități mici în produsele
alimentare. Când mâncăm mâncare, primim o doză de radiații. Principalul factor care con tribuie
la această doză este potasiul -40, care este prezent în toate alimentele. Conținutul de potasiu din
organism este controlat astfel încât, indiferent de cantitatea de potasiu din dieta noastră, doza
pe care o primim variază foarte puțin.
Surse artifi ciale de radiație
Surse artificiale de radiație cuprind aproximativ 14 la sută din doza anuală și majoritatea este
primită prin expunerea medicală.

Expunerea medicală la radiații
Multe proceduri efectuate în mod obișnuit în diagnosticul medical implică ex punerea la
radiații. Unele proceduri bine cunoscute care implică utilizarea radiațiilor sunt: raze X dentare
și piept, angiocardiogramele, scanările CT și medicina nucleară. Cantitea de doză diferă de la
persoană la persoana, astfel încât o persoană poate primi o doză aproape nulă în timp ce alți se
pot expune la risc mai ridicat . Toate expunerile medicale la radiații trebuie să fie punct de
vedere clinic și ar trebui să fie efectuată numai la recomandarea unui medic sau consultant
medical.
Radioactivitatea în mediu
Radioactivitatea este, de asemenea, prezentă în mediul nostru din cauza testării armelor
nucleare, a accidentelor la instalațiile nucleare și descărcarea autorizată deșeurilor radioactive
de la nucleare și altele facilități. Ca și în cazul radion uclizilor naturali, acest lucru
radioactivitatea artificiala se găsește în sol , precum și în aer, alimente și apă. [2]

Mărimi dozimetrice

2.1 Doza absorbita
Definiția dozei absorbite este bazată pe conceptele de depozitare de energie și de energie
depusă. Pentru o radiația direct sau indirect ionizantă ce interacționează cu un mediu, se
definește energi a depusă relativ a unei singure interacți uni, i, mărimea ɛi definită ca :

εi = εin – εex + Q

unde εin este energia particulei ionizante incidente ( fiind exclusă energia de repaus), εex este
suma energiilor tuturor particulelor ionizante încărcăt e și neutr e (excluzând energia de repaus)
care ies din interacțiune și Q este variația energiei de re paus a nucleului și a tuturor particulelor
elementare implicate în interacțiune.
Energia depusă, ε, într – un volum V al mediului considerat are dimensiune a:

ε = i εi

Unde s uma este se aplică pentru toate energiile depuse, in volumul V.
Conform definiției sale, energia depusă de o radiație în volumul unui mediu, reprezintă acea
parte a energiei pierdute care rămâne în volum . Nu toată energia pe care radiația o pierde în
interacțiunile sale rămâne întotdeauna depozitat ă în volumul unde au avut loc aceste
interacțiunile. Volumul V considerat trebuie să fie suficient de mic pentru a putea aprecia
schimbările în energia depusă, ε, de la un punct la altul de-a lungul căii radiație i. Dacă se fac
mai multe măsurători a energi ei depusă în masa, m, conținută într -un volumul V, se obține o
distribuție a valorilor lui ε de tip aleator iu.
Dimensiunea ε este de fapt de natură stocastică, ca și în cazul unei interacțiuni , particula poate
pierde în mod aleator iu orice parte a energie i sale. Valoarea lui ε depinde și de mărimea
volumului V. Dacă se ia în considerare relația dintre ε și masa m a volumului V, obținem
valoarea mărimii z = ε / m, numită energia specifică, cea mai semnificativă deoarece nu depinde
direct de volum și care descrie cantitatea de energie care poate fi pierdută dintr -o anumită
radiație într -un mediu dat. Deoarece ε este o mărime stocastică, la fel este si z, unde gradul de
variabilitate depinde de valoarea masei m consi derate. Dependența lui z de m se poate vedea in
figura (3.1).

Figura 3.1 Tendința energiei specifice z în functie de masa m.
Atunci când valoarea masei creste, mărimea stocastică z tinde spre o valoare constantă dupa
care începe sa scadă până când dim ensiunea lui m este atât de mare incât radiația este complet
absorbit ă

Energia specifică medie 𝑧̅=ɛ̅ / m, depinde de ɛ̅ – valoarea medie a energiei depuse de radiație în
masa m – care se poate defini:

ɛ̅ = 𝑅̅in − 𝑅̅ex+ 𝑄̅

Unde R in este suma energiilor radiante a tuturor particulelor incidente din volumul V, R ex este
suma energiilor radiante a tuturor particulelor care ies din V, si Q este suma variaților a energiei
de repaus din nucleu.
Acum putem def ini doza absorbita D, intr -un punct oarecare P din volumul V :

D = lim
𝑚→0𝑧̅ = lim
𝑚→0ɛ̅
𝑚 = 𝑑ɛ̅
𝑑𝑚

D reprezintă energia pe unitatea de masă ca re rămâne in materie în punctul P pentru a produ ce
efectele radiației. Unele efecte sunt proporționale cu D, in timp ce altele depind de D într -o
maniera mai complicată, dar daca D=0 nu poate exista efecte ale radiației. De consecvență,
doza absorbită este cea mai importanta mărime in fizica radiaților.
Unitatea de măsură a dozei absorbite este exprimata in J kg-1, in SI are numele de gray(Gy),
astfel încât :
1 Gy = 1 J kg-1

2.2 Kerma
Această cantitate non -stocastică este relevantă numai pen tru câmpurile de radiații ionizante
indirect e (fotoni sau neutroni) sau pentru orice sursă de radiație ionizantă distribuită în
interiorul mediu lui absorbant.
Dacă considerăm o radiație indirect ionizantă ce interacționează cu un mediu, definim energia
transferată într -un volum V:

𝜀tr = 𝐸𝑖𝑛 − 𝐸𝑒𝑥∗ + 𝑄 (2.2.2)

Unde 𝐸𝑖𝑛 reprezintă suma energiilor radiațiilor indirect ionizante c e intră in V și 𝐸𝑒𝑥∗ este suma
energiilor radiațiilor indirect ionizante ce ies din V, fără a include în acest a suma energiei
radiației indirect ionizante care are originea în V ca urmare a pierderilor radiative ale
particulelor încărcate. Simbolul Q indică aceeași cantitate specific ă pentru energia depusă, ε.
Așa cum conceptul de energie depusă este o condiție prealabilă pentru definirea mărimii dozei
absorbite, energia transferată este la baza definiției kerm a, acronim pentru “kinetic energy
relea sed in matter” . Kerma, K, într-un punct P al unui mediu este o cantitate specifică radiațiilor
indirect ionizante și este definită ca :

𝐾=lim
𝑚→0𝜀𝑡𝑟
𝑚=𝑑𝜀𝑡𝑟
𝑑𝑚=𝑑𝐸𝑡𝑟
𝑑𝑚 (2.2.1)

unde energia transferată, 𝑑𝜀𝑡𝑟, este egală cu 𝑑𝐸𝑡𝑟, fiind suma energiilor cinetice inițiale ale
tuturor încărcate particule lor încărcate , eliberate în masa dm ca urmare a interacți unilor pe care
radiația indirect ionizantă a avut în 𝑑𝑚. În energia 𝑑𝐸𝑡𝑟 este inclu să energia cinetică a

particulelor încărcate emise în procesele de excitare ale atomilor sau moleculelor sau în
procesele de excitare sau dezintegrare a nucleelor.
Termenul 𝜀𝑡𝑟 se referă la energia pe care o pierde radiația indirect ionizantă 𝑑𝑚, în timp ce
𝐸𝑡𝑟se referă la energia cinetică a particulelor încărcate eliberat ă în 𝑑𝑚 ca urmare a acestei
pierderi de energie.
Similar în ceea ce priv ește doza absorbită, unitatea de măsură a kermei este J kg-1 și numele
atribuit acestei unități de măsură este gr ay (Gy).
Kerma, K, poate fi exprimată în funcție de mărimea câmpului de radiați e și a coeficientului de
transfer de energie, µtr (capitolul 3.1). Pentru fotoni monoenergetici, kerma K într -un punct P
se poate definii :

K(P,E) = Ψ(P,E) (µ𝑡𝑟
𝜌) (2.2.3)

unde Ψ(P,E) reprezi ntă fluența de energie în punctul P exprimată în J m-2, 𝜌 este densitatea în
kg m-3. Dacă considerăm un caz general a unui fascicol de radiație cu o distribuție de energie
se obține:

𝐾=1
𝜌 ∫𝛷𝐸𝐸𝑚𝑎𝑥
𝐸𝑚𝑖𝑛 𝐸 µ𝑡𝑟(𝐸) 𝑑𝐸 (2.2.4)

Unde 𝛷𝐸 reprezintă distribuția în energie a fluenței de particule. Particulele încărcate pierd
energia lor cinetică prin procesele de ionizare și excitare a atomilor din mediul respectiv și în
urma proceselor radiative cum ar fi emisia radiațiilor de frânare (bremsstrahlung) , anihilarea
pozitronilor si emisia de fotoni în fluorescență. Pe baza acestor două moduri de pierdere de
energie putem exprim a kerma ca s umă a doi termeni, fiecare dintre ei referindu -se la unul din
modurile în care energia cinetică a particulelor încărcate secundar
este pierdut în mediu . Prin urmare, se poate scrie :

K = K col + K rad (2.2.5)

unde Kcol, kerma prin coliziune, este componenta lui K ce corespunde acelei părți a energiei
cinetice totale a particulelor încărc ate, care nu este cons umată în procese radiative, în timp ce
Krad, a spus kerma prin iradiere, este acea componentă a K care corespunde acelei părți a
energiei cinetice consumată prin procesele radiative.
S-a demonstrat că coeficientul de transfer a energiei de masă este legat de coeficientul de
absorbție a energiei de masă prin relația:

𝜇𝑡𝑟
𝜌(1−𝑔)=𝜇𝑒𝑛
𝜌 (2.2.6)

unde g este acea parte a energiei cin etice a particulelor încărcate, care se pierde prin procese
radiative ( bremsstrahlung, fotoni de anihilare si fluorescență). Din ( 2.2.4), (2.2.5), (2.2.6) obținem :

𝐾𝑟𝑎𝑑
𝐾𝑟𝑎𝑑+𝐾𝑐𝑜𝑙=𝐾𝑟𝑎𝑑
𝐾=𝑔 (2.2.7)

Adică:
𝐾𝑟𝑎𝑑
𝐾=1−𝑔 (2.2.8)

Relația arată că particulele încărcate pierd energia cinetică doar în procese de excitare și
excitare, valoarea kerma totale este egală ci Kcol.
Din (2.2.3), (2.2.6) și (2.2.8) obținem:

𝐾𝑐𝑜𝑙(𝑃,𝐸)=Ψ(𝑃,𝐸)(𝜇𝑒𝑛
𝜌)

Și pentru o radiație având o distribuție de energie, devine:

𝐾𝑐𝑜𝑙=1
𝜌∫Φ𝐸𝐸 𝜇𝑒𝑛(𝐸,𝑍)𝑑𝐸𝐸𝑚𝑎𝑥
𝐸𝑚𝑖𝑛

Utilitatea kermei în dozimetrie constă în posibilitatea de a determina indirect doza absorbită în
situații experimentale unde măsurarea directă nu este posibilă. În acest sens este necesar să se
țină cont că masurarea kermei în aer a fotonilor este limitată doar la fotoni cu energia mai mică
de 1.4 MeV. Motivul acestei limitări se datorează faptului că pentru energii mai mari nu sunt
disponibile probe de măsurare a kerm ei.

Caracterizarea câmpului de radiații
Conceptul de c âmp de radiații folosit în mod obișnuit în dozimetria radiații lor ionizante diferă
de conceptul unui câmp vectorial, cum ar fi câmpul electric, sau un ui câmp scalar cum ar fi
câmpul de temperatură într -o regiune a spațiului. Un câmp de radiații reprezintă totalitatea
particule lor de un anumit tip (fotoni, neutroni, particule încărcate) prezente la un moment dat
într-o anumită regiune a spațiului și pentru care sunt specificate cantități fizice specifice în
fiecare punct din regiunea de interes numitele cant ități de câmp sau cantități radiometrice.
Pentru a putea caracteriza câmpul de radiații este necesar introducerea mărimilor precum
fluența particulelor si fluența energiei. Aceste mărimi sunt folosite pentru a descrie un fascicol
de radiație ionizantă mono energetic. De obicei sunt folosite pentru a descrie fascicole de fotoni
dar se poate folosi si pentru a descrie alte fascicole de particule încărcate.
Dacă se consideră că pe o sferă cu centru se află în punctul P, atunci f luența Φ particulelor pe
aceast ă sferă este raportul dintre 𝑑𝑁 și 𝑑𝐴 unde 𝑑𝑁 este numărul de particule incidente pe o
secțiune transversală a sferei, 𝑑𝑎 (figura 2.1.1) .

Φ=𝑑𝑁
𝑑𝑎 (2.1.1)

Unitatea de măsură a fluenței este m-2.

Figura 2.1.1 – Sfera de secțiune da cu centrul în P, în care se definesc fluența Φ și fluența energiei Ψ în
punctul P , de dN particule incidente pe sfera pe diferite direcții. Secțiunea da este cea perpendiculară
la direcția de propagare a oricărei particu le specifice.

Fluența de particule se mai poate determina alternativ, in funcție de densitatea urmelor pe care
particulele le formează într -o sferă de volum dV . Conform acestei scheme, fluența Φ poate fi
de asemenea definită ca raportul dintre dL și dV :

Φ=𝑑𝐿
𝑑𝑉

Unde L reprezintă suma, ∑𝑙𝑖, lungimilor a segmentelor l i, (reprezintă urmele lăsate de
particulele încărcate lăsate pe sfera de volum dV , figura 2.1.2).

Figura 2.1.2 – Sfera de volum dV cu centrul în P

Este necesară menționar ea unui lucru important, diferența dintre fluența exprimată în relația
(2.1.1) care practic reprezintă fluența sferică și fluența planară descrisă de relația :

Φ=𝑑𝑁
𝑑𝐴
Unde dN este numărul particulelor incidente pe plan și dA reprezintă aria regiuni din plan
afectată de particulele ionizante.
Utilizarea fluenței plane este mai puțin folosită decât fluența sferică, în special în studiul
interacțiunilor radiației cu materia. Efectele radiației într-un anumit volum al unui mediu
depind, de fapt, de numă rul de particule care intră pe volum, și nu de direcția lor de incidență.

Figura 2.1.3 – Fluența planară a unui număr N de particule incidente pe planul de arie A, variază în
funcție de variația unghiului de incidență pe plan.

Variațiile in timp a flu enței in punctul P sunt descrise de mărimea numită debitul fluenței :

𝜑= 𝑑2 𝑁
𝑑𝑎 𝑑𝑡

Unitatea de măsura a debitului fluenței este m-2 s-1 .
Fluxul de particule 𝑁̇, este definit ca fiind raportul dintre dN și dt:

𝑁̇=𝑑𝑁
𝑑𝑡

Unde dN r eprezintă numărulde particule care trec printr -o suprafață în intervalul de timp dt.
Unitatea de masura a fluxului de particule este s-1.
Într-un câmp de radiații ionizante se definește energia radiantă R, suma energiilor particulelor(
încărcate sau neutre ) din acel câmp, fără să se țină cont de energia de repaus. Fie dR energia
radianta transportată de particulele incidente pe o sfera de secțiune da cu centrul P. Se definește
fluența de energie Ψ în punctul P, ca raportul dintre dR si da:

Ψ= 𝑑𝑅
𝑑𝑎

Unitatea de măsură a fluenței de energie este J m-2. În SI este acceptat ca unitate de măsura
pentru energia radiaților ionizante, electronvoltul ( eV) . Așadar putem exprima fluența de
energie în eV m-2.
În cazul în care radiația nu este monocromatică ș i are o energie cuprinsă E min și E max se poate
defini Ψ ca fiind:

Ψ= ∫Φ𝐸𝐸 𝑑𝐸𝐸𝑚𝑎𝑥
𝐸𝑚𝑖𝑛

Unde Φ𝐸= 𝑑Φ
𝑑𝐸 reprezintă distribuția energetica, în funcție de energie, a fluenței de partic ule.
În analogie cu debitul fluenței se poate exprima debitul fluenței de energie :

Ψ̇= 𝑑Ψ
𝑑𝑡

O altă mărime importantă pe care trebuie să ținem cont atunci când se face stiudiul câmpului
de radiații reprezintă radianța de particule :

𝑝= 𝑑𝜑
𝑑Ω=𝑑3𝑁
𝑑Ωdadt

Unde 𝑑𝜑 reprezintă debitul fluenței de particule ce se propagă pe o direcție specifică în
interiorul unghiului solid 𝑑Ω. Unitatea de măsură a radianței de particule este m-2 s-1 sr-1.
Prin analogie se poate defini si radianța de energie 𝜓 :

𝜓=𝑑Ψ̇
𝑑Ω

Unitatea de măsură a radianței de energie este W m-2 sr-1.

Mărimi dozimetrice specifice radioprotecției

Doza echivalenta

Doza echivalentă poate fi definită ca :

𝐻=𝐷𝑄𝑁 (3.3.1.1)

Unde D reprezintă doza absorbită, Q factorul de calitate, și N este produsul tuturor factorilor
externi ( acesta are valoare curentă 1).
Factorul de calitate, Q este o mărime adimensională variabilă ce poate fi aplicat dozei absorbite
pentru a putea estima pericolul radiaț iei ionizante asupra corpului uman. Valorile lui Q sunt
selectate din date experimentale ale eficienței biologice relative (RBE -relative biological
effectiveness), care reprezintă raportul dintre doza unui fascicol de radiații X sau γ, și radiația
corespun zătoare care are același tip de efect biologic sau similar. Q este ales de către Comisia
Internațională a Radio Protecției (ICRP) pentru a avea o valoare cât mai bună a transferului
liniar de energie(LET -liniar transfer energy). Aceasta valoare reprezintă transferul de energie
pe unitatea de distanță parcursă de o particulă radioactivă, sau puterea de stoparea.
Dacă unitatea de măsură a dozei absorbite este în J/kg, atunci și H, doza echivalentă, are aceași
mărime, Q fiind adimensional. J/kg are numele gra y(Gy) atunci când este aplicat dozei
absorbite, dar in cazul dozei echivalente i -a fost dat numele de sievert (Sv).
Dacă considerăm că Q are o valoare, de exemplu 3, atunci un punct al corpului unde doza este
1 Gy = 1 J/kg o să aibă o doză echivalentă de 3 Sv = 3 J/kg. Acest lucru creează un paradox
deoarece 1 J/kg ≠ 3J/kg. Totuși , în situația de față avem 2 cantități diferite (D și H) care au
aceași unitate de măsură. Un caz similar este atunci când avem o cameră cu lățimea de 3 metri
și lungimea de 5 metr i. Acest lucru nu înseamnă ca 3 metri = 5 metri. Acest argument a fost
folosit de ICRU ca justificare pentru atribuirea mărimii sievert, valorii 1 J/kg.
Daca doza absorbită este exprimată în rad (= 10-2 J/kg), atunci șui H îi se atribuie o valoare
special ă numită rem (=10-2 J/kg). Totuși aceste unități de măsură nu sunt recomandate de ICRU.
În cazul în care doză este primită din partea unei particule primare sau secundare având un
spectrul de valori ale lui L ∞ (transfer liniar de energie nerestricționat).

𝐻=𝐷𝑄𝑁̅̅̅̅ (3.3.1.2)
Cu

𝑄̅=1
𝐷∫𝑄𝐷( 𝐿∞) 𝑑∞
0𝐿∞ (3.3.1.3)

D(𝐿∞) reprezintă distribuția diferențială de doză în funcție 𝐿∞, având unitatea de măsură
Gy µm/keV.

Doza efectivă

Metoda prezentată de Comisia Internațională pentru Radio Protecției (ICRP) pentru calcularea
dozei efective de radiație se bazează pe folosirea unor modele al factorilor de risc, aplicate la
anumite cantități fundamentale, precum doza absorbită. În spatele acestor factori de risc
publicați de ICRP se află oportunitatea de a folosi aceste cunoștințe asociate cu efecte biologice

de lungă durată a radiației ionizante pentru a putea găsi o corelație între expunerea la radiații a
organismelor vii și efectele biologice asociate acestei expu neri. Folosim conceptele efectelor
stocastice s -a putut interpretarea a acestei cantități numi echivalentul de doză efectivă. S -a
constatat ca deși conceptul de doza efectivă se poate aplica în situații în care este prezentă
iradierea non -uniformă, rezulta tele obținute din aceste modele nu pot fi asociate cu nici o
mărime a radioprotecției. Mai multe studii demonstrează că folosirea acestui concept de doza
efectivă poate fi inutilă în estimarea riscului individual sau colectiv al pacientului.
Conform standa rdelor naționale și internaționale, doza efectivă poate fi calculată prin
determinarea sumei dozelor echivalente în diferite organe sau țesuturi:

𝐸=∑𝑤𝑇𝐻𝑇=
𝑇∑∑𝑤𝑇
𝑅𝑤𝑅𝐷𝑇,𝑅 𝑝ℎ𝑜𝑡𝑜𝑛𝑠→ 𝐸=∑𝑤𝑡𝐷𝑇
𝑇 𝑇

Unde H T și D T,R reprezintă echivalentu l de doză în țesut sau organ T și respectiv doza medie
absorbită în țesut sau în organ T din partea radiației R; wT este factorul de pondere tisulară și
wR este factorul de pondere al radiației pentru o radiație R.
Trebui e să se țină cont de faptul că doza efectivă si echivalentul de doză într -un organ sau țesut
nu sunt cantități ce pot fi măsurate direct, așadar trebuie definite alte mărimi.
S-au creat anumite modele folosind un simulator numeric al corpului uman ( așa zi s fantomă )
pentru a putea determina factorii de conversie ce corelează cantitățile fizice, cum ar fi air kerma,
fluența particulelor, provocate de o radiație externă și activitatea încorporată pentru expunerea
internă – cu cantități de protecție radiologic ă, cum ar fi doza echivalentă și doza ef ectivă .
S-a descoperit o modalitate de a obține doza efectivă indiferent de sexul persoane respective.
Această metodă a fost folosită pentru a defini un unic factor de conversie pentru a fi folosit în
radioprotecție . Doza efectivă poate fi calculată în baza dozei echivalente obținută din organe
sau țesuturi, pe baza acestei ecuații :

𝐸=∑𝑤𝑇
𝑇[𝐻𝑇𝑀+𝐻𝑇𝐹
2]

Unde 𝐻𝑇𝑀 și 𝐻𝑇𝐹 reprezintă dozele echivalente obținute pentru organe și țes uturi unei persoane
de sex masc ulin respectiv feminin.

Tip radiație wR
Fotoni – toate energiile 1
Electroni și mioni – toate energiile 1
Neutroni cu energia mai mică10 keV 5
Neutroni cu energia cuprinsă între 10 keV și 100 keV 10
Neutroni cu energia cuprinsă între 100 keV și 2 MeV 20
Neutroni cu energia cuprinsă între 2 MeV și 20 MeV 10
Neutroni cu energia mai mare de 20 keV 5
Protoni, alți decât cei de recul cu energii mai mari de 2 MeV 5
Particule alfa, fragmente de fisiune, nuclee grele 20
Tabel 2.3.2.1 -Factori de pondere al radiației w R

Țesut wT
Gonade 0,20
Măduva osoasă 0,12
Colon 0,12
Plămâni 0,12
Stomac 0,12
Vezică urinară 0,05
Sâni 0,05
Ficat 0,05
Esofag 0,05
Tiroidă 0,05
Piele 0,01
Suprafața osoasă 0,01
Restul organelor / țesuturilor 0,05
Tabel 2.3.2. 2-Factori de pondere tisulară w T, conform recomandărilor ICPR

Doza efectiv ă angajat ă si doza echivalent ă angajat ă

Doza echivalentă angajată ia în considerare radio izotopii ce află in corpul uman și
iradiază țesuturile sau organele. Valoarea iradierii depinde de timpul de înjumătățire al
izotopilor precum și retenția acestora în organism. Se poate spune că doza echivalentă
poate fi calculată cu următoarea relație:

𝐻𝑇(𝜏)=∫𝐻̇𝜏
𝑜(𝑡) 𝑑𝑡

unde 𝐻̇(𝑡) este debitul dozei echivalente în interiorul organismului

Doza efectivă angajată E( 𝜏)

Doza efectivă angajată se calculează în mod analog cu cea a dozei efective, astfel :

𝐸(𝜏)=∑𝑤𝑇𝐻𝑇(𝜏)
𝑇

Timpul 𝜏 se consideră după ce rad ionuclidul a fost încorporat. Conform normelor impuse de
ICPR această doză trebuie să fie atribuită momentului în care s -a realizat încorporarea. Se
recomandă ca această doză sa fie evaluată pe o durată de 50 ani de la încorporare. Această
perioada reprezi ntă durata de viață activă a unei persoane.

2.4 Mărimi operaționale

Deoarece mărimile dozimetrice precum doza echivalentă și doza efectivă nu pot practic utilizate
direct pentru monitorizarea radiație, s -au introdus mărimi operaționale pentru a putea e stima
doza de radiație în țesuturi și organe. Aceste mărimi au scopul de a oferi o estimare
aproximativă a protecției și se bazează pe dozele determinate într -un punct specific a unei
fantome. Pentru a defini aceste mărimi principalul factor care se urmăre ște este câmpul
expandat al radiației și câmpul orientat al radiației. Câmpul orientat este uniform, unidirecțional
având o valoare a fluențe egală cu cea a câmpului expandat(figura 2.4.1). Folosind aceste două
concepte se poate defini o mărime pentru moni torizarea radiației penetrante în mediu.

Figura 2.4.1 – Diagramele câmpului expandat (a) și al câmpului orientat (b)

Echivalentul de doză ambiental

Echivalentul de doză ambientală , H*(10) este mărimea operațională pentru monitorizarea unei
arii. Este echivalentul de doză într -un punct al câmpului radiație respective produs de câmpul
expandat sau aliniat într -o sferă ICRU la o adâncime de 10 mm pe direcția câmpului aliniat.
Sera ICRU reprezintă o sferă de diametru 30 cm cu densitatea egală cu unitatea și are este
formată din 76,2 % oxigen, 11,1 carbon, 10,1 hidrogen și 2,6 % azot.

Echivalentul de doză direcțional

Echivalentul de doză direcțională, H ’(d, Ω) reprezintă m ărimea operaționala pentru
determinarea dozei echivalente pentru piele, cristalin, etc.., dar și pentru radiațiile β sau fotoni
de energie mică.
Echivalentul de doză direcțională într -un punct al câmpului de radiație reprezintă doza
echivalentă a câmpul ui expandat la o adâncime de d mm pe o rază a sferei ICRU, orientată pe
direcția Ω.
În câmpul expandat, fluența și distribuția sa de energie au același valori pe tot volumul de
interes, dar fluența este unidirecțională.

Echivalentul de doză individual

Echivalentul de doză individual, H p(d), reprezintă mărimea operațională pentru mon itorizarea
individuală: doza echivalentă într -un țesut moale ( sfera ICRU) sub un punct specific, la o
adâncime d.
Această mărime poate fi folosită pentru măsurarea dozelor organelor în funcție de valoare
impusă a adâncimii din țesut. Adâncimea d este are un itatea de măsură în milimetri și este
recomandat de ICRU. Pentru organe superficiale, adâncimea este de 0,07 pentu piele și 3mm

pentru cristalin iar pentru organe care se află în interiorul corpului se folosește o adâncime de
10 mm. Echivalentul de doză in dividual variază de la persoană la persoană tinând cont de locația
persoanei deoarece există o diferență în atenuare și împrăștiere.

2.5 Limite de doza

Odată cu evoluția dispozitivelor ce folosesc radiații ionizante cu scop medicial, s -a constat
necesita tea de a observa efectele biologice a expunerii la radiație din partea corpului uman,
precum și a țesuturilor și organelor specifice . Atât la organe cât și la țesuturi daunele provocate
de radiații diferă de la cantitatea de doză primită, la care există o doză de prag, până la efectele
stocastice unde probabilitatea este o funcție ce depinde de doza de radiație fără să țină cont de
acea valoare de prag. Amândouă, pot oferi un tablou pentru pacienți astfel încât să poată crea
un strategie pentru a reduce ris cul unei proceduri unde este folosită radiația ionizantă.
Comisia Internaționala a Protecției Radiologice (ICRP)în raportul lor 118 [3] oferă o analiză a
efectelor radiației ionizante asupra organelor și țesuturilor. Acest raport se concetrează în
analiza limitelor de doze în protecția radiaților și evaluarea riscurilor pentru sănatate în urma
unei expunere accidentală sau terapeutică. ICRP 118 oferă o evaluare critică comportărilor
țesuturilor și organelor la radiație, în special la acele organe sau țesu turi care sunt considerate
mai importante, pe baza unei analize a datelor actuale.
O doză de prag poate fi definită ca doza sub care nu are loc o reacție specifică țesutului. Această
doza este greu de determinat. Tabelul 2.5.1 prezintă dozele de prag pentr u reacțiile tisulare la o
singură expunere la radiații , pentru un număr de țesuturi și organe sănătoase.

Organ/Țesut Doza de prag [mGy] Efect biologic Perioadă de inactivitate
Testicul ~ 100 Sterilitatea temporară 3-9 săptămâni
Testicul ~ 6 ×103 Sterilitatea permanentă 3 săptămâni
Ovarele ~ 3 ×103 Sterilitatea permanentă < 1 săptămână
Măduvă osoasă ~ 500 Depresia din
hematopoieză 3-7 zile
Piele (arii extinse) <3−6 ×103 Faza principală
înroșire pielii
1-4 săptămâni
Piele (arii extinse) 5−10 ×103 Arderea p ielii 2-3 săptămâni
Piele ~ 4 ×103 Pierdere temporan ă a
părului 2-3 săptămâni
Piele (arii extinse) 10 ×103 Atrofiere t ârzie >1 an
Piele (arii extinse) 10 ×103 Telangiectasia la 5
ani >1 an
Ochi ~ 100 Catarac tă >20 ani
Creier 100-200 Defecte cognitive
pentru
sugari <18 luni Mai mulți ani
Artera carotida ~ 500 Boala cardiovascular ă >10 ani
Inimă ~ 500 Boala cardiovascular ă >10-15 ani
Tabel

Capitolul 3:
Detectori de radiație

Noțiuni generale

Procesele de ionizare și ulterior generarea de impulsuri electrice po t fi determinat e și
înregistrate. Un detector de radiație constă, prin urmare, dintr -un material absorbant în care
cel pu țin o parte a energiei radiației este transformată în produse detectabile și un sistem
pentru detectarea acestor produse. Aceste produse de ionizare pot fi detectate direct sau indirect .
După modul de detecție a radiațiilor si arhitectura de construcție a acestora, detectorii de radiație
se pot împărții in mai multe categorii, cum este precizat in tabelul 3.1.

Detectori cu gaz Detectori cu corp solid

Camere de ionizare Detectori scintilator i
Conto are proporțional e Detectori semiconductori
Conto are Geiger Mueller

Dozimetria
Dozimetria se ocup ă cu măsurarea dozei absorbite sau cu rata dozei obținută prin interactia
dintre radiația ionizanta și materia. General vorbind se referă la determinarea( prin masurare
sau calcul) a acestor cantități, precum ș i al altor cantități importante in radiologie cum ar fi
expunerea la radiații, kerma, fluența particulelor, doza echivalentă, etc. De obicei la masurarea
unei cantități ( de obicei se consideră doza absorbită) se poate determina o altă prin calcule
rezulta nte din relațiile ce caracterizează aceste cantități.
Dozimetrul reprezinta in general un dispozitiv capabil sa permită citirea dozei absorbite care se
afla intr -un volum supus unei radiații ionizante. Daca doza nu este omogena prin tot volumul,
putem spun e ca acesta reda valoare medie a dozei ce se afla in acest volum. Aceasta aproximare
este de obicei foarte bine aproximata.
În mod obișnuit, nu se dorește măsurarea dozei absorbite într -un volum sensibil al dozimetrului
ca un scop în sine, ci mai degrabă ca mijloc de determinare a dozei (sau a unei cantități conexe)
pentru un alt mediu în care măsurătorile directe nu sunt posibile .
Interpretarea unei citiri a dozimetrului în ceea ce privește cantitatea dorită este problema
centrală în dozimetrie, depășind de obicei în dificultate măsurarea reală. În unele cazuri
dozimetrul poate fi calibrat direct în ceea ce privește cantitatea dorită (de exemplu, expunerea
sau doza de țesut), dar o astfel de calibrare este, în general, dependentă de energie, cu excepția
cazului în care dozimetrul simulează îndeaproape materialul de referință .

Conto are Geiger Mueller

Un contor Geiger (tub Geiger -Muller) este un dispozitiv utilizat pentru detectarea și măsurarea
tuturor tipurilor de radiații: radiații alfa, beta și ga mma. Este format dintr -o pereche de electrozi
înconjurați de un gaz. Se produce o înalta tensiune intre electrozi . Gazul utilizat este de obicei
heliu sau argon. Când radiații intră în tub , acestea pot ioniza gazul. Ionii (și electronii) sunt
atrași către electrozii , astfel generând un curent electric. Se numără impulsurile curente,
și se obține un "număr" ori de câte ori radiația ionizează gazul.

Figura 3.2.1.3 .1- Schema unui contor Geiger -Muller

Aparatul este alcătuit din două părți, tubul ,contor ul și sursa de curent . Tubul Geiger -Mueller
este de obicei cilindric, cu un fir în centrul. De la contor și sursă putem regla timpul si valoare
tensiunii. O înaltă tensiune se formează între cilindru si fir, așa cum este prezenta în Figura
3.2.1.3 .
Când r adiația ionizantă precum particulele alfa, beta si gama, acestea pot ioniza moleculele din
gazul aflat în tub . Din acești atomi ionizați , un electron devine liber, si atomul restant este
încărcat pozitiv. Tensiunea din tub produce un câmp electric in inter iorul tubului. Electronii
liberi sunt atrași care electrodul pozitiv, si ionii pozitivi sunt la rândul lor atrași de catodul
încărcat negativ. Astfel se produce un impuls de curent in firele legate la electrozi, si acest
impuls este numărat . După ce impuls ul este numărat , ionii încărcați devin neutri, si contorul
Geiger este pregătit pentru a numără următorul . Pentru a putea reseta contorul Geiger la stare
lui inițială după ce a intrat radiația, un gaz este pus în tub.
Pentru a folosi corespondent contorul Geiger, este necesar obținerea unei tensiune specifice
pentru electrozi. Daca aceasta tensiune este prea mică, câmpul electric din tub va fi prea mic
pentru a putea genera un impuls electric. Daca tensiunea este prea mare, tubul va fi supus unei
continue d escărcări electrice ce -l poate deteriora. Tuburile mai largi au nevoie de o tensiune
mai mare pentru a produce câmpul electric din interiorul tubului, si viceversa.
Pentru a determina tensiunea potrivită pentru acest contor, mai întâi se poziționează un iz otop
radioactiv, după care se creste tensiunea și se măsoară numărul de impulsuri, cum se poate
observa in Figura 3.2.1.3.2 . Cu cât se crește tensiunea cu atât mai multe impulsuri se obtin.
După ce se obține inițial o creștere a impulsurilor considerabile, rata acestora incepe sa scada.

Acest interval se numește regiunea ”plateau” . În cele din urmă tensiunea devine atât de mare
încât se obțin descărcări continue.

Figura 3.2.1.3.2

Eficiența unui detector este dată de raportul dintre numărul part iculelor detectate supra numărul
de particule emise.
Aceasta definiție pentru eficiența unui detector se poate aplica si pentru alte tipuri de detectori.
Eficienta unui detector Geiger este destul de mică deoarece gazul din tub este folosit pentru a
absorb i energia. Acest gaz nu este foarte dens și majoritatea radiației trece prin tub.
Chiar dacă contorul Geiger poate detecta cele 3 tipuri de radiație , este considerat cel mai eficient
pentru particulele beta deoarece acestea au cea mai mare probabilitate să ionizeze gazul din tub,
în timp ce particulele gamma sunt cele mai puțin favorabile.
Avantajele contorului Geiger:
1. Costul redus
2. Sunt foarte rezistenți ș i ușor de transportat
3. Pot detecta toate tipurile de radiații

Dezavantajele:
1. Nu pot diferenția tipul de radiație detectată
2. Nu pot fi folosiți pentru a determina energia exacta a radiație detectate
3. Au o eficiență foarte mică

Contoare proporționale

Un contor proporțional este un tip de detector cu gas descoperit la sfârșitul anilor 1940. Aceste
contoare sunt folosite în anumite situații pentru detecția unor radiații specifice, în particular
atunci când numărul de perechi electron -ion a radiației ionizante incidente este prea mic. Din
acest motiv au fost folosiți în experimente pentru a se putea studia și investiga spectroscopia
radiaților X de energie foarte mică.
Se poate spune că cea mai comună arhitectură folosită pentru realizarea unui contor
proporțional este forma cilindrică, deoa rece câmpul electric crește în aceiași direcție în care se
mișcă electronii spre anod așa cum se poate observa în figura 3.2.1. 2.1.

Figura 3.2.1.2.1 Componentele unui contor proporțional(Knoll,2000)

Spațiul dintre firul central și catodul este de obicei umplut cu amestec de 90 % gaz nobil și o
cantitate foarte mică (10%) de un gaz poliatomic de răcire, cum ar fi metanul, pentru motive de
răcire. În anumite configurații a acestei instalații, un geam foarte subțire este așezat între cei
doi catozi sau la m argina contorului, acesta fiind făcut dintr -un material cu un număr atomic
mic, ca beriliu (Z=4) pentru a reduce absorbția radiației incidente de către instalație.
Ca urmare a creației perechilor electron -ion din parte radiației incidente, electroni se miș că către
electrodul anodului și golurile se mișcă către electrodul catodul ui cilindric acesta fiind sub
influența câmpului electric. Contoarele proporționale depind de mecanismul de multiplicare al
gazului pentru a creste curentul electric aplicat contorul ui. La o valoare suficient de mare a
câmpului electric, electronii liberi pot obține o energie cinetica semnificativă din parte
câmpului electric, aceștia când se ciocnesc cu molecule de gaz, produc un număr mai mare de
perechi electron -ion. În decursul a cestui proces se obține din ce în ce mai multă ionizare, acest
proces având numele de “Towsend avalanche ” . Ionizarea secundară va apărea atunci când
câmpul electric aplicat detectorului va fi mai mare decât valoare de prag care este de obicei
aproape de 1 0 V/m pentru majoritatea gazelor din atmosferă.

Valoarea totală a sarcinii produse de contor este dată de relația :

𝑄=𝐸 𝑒 𝑀
𝑊

Unde E reprezintă energia depusă în detector de către radiație. W este energia necesară pentru
crearea unei perechi ele ctron -ion ( aproximativ 30 eV). e reprezintă sarcina elementară . M
reprezintă factorul d e multiplicare și are o valoare de 103 – 104.
Numărul total de sarcini colectate este proporțional cu numărul inițial de perechi de ioni și
energia radiației incident e. Gazele X e, Kr, Ar, sunt folosite pentru a umple detectorul deoarece
capacitatea acestor contoare în spectrometria fotonilor depinde de numărul atomic al gazului
din interiorul detectorului.

3.2.2 Detectori cu corp solid

3.2.2.1 Detector i scintilator

Scintilațiile sunt unul dintre cele mai vechi tipuri de detector de radiații, deoarece măsurătorile
putea u fi făcute cu filmul fotografic. Imaginile putea u fi colectate sau puteau fi luate valorile
intensității . Măsurătorile puteau fi făcute cu ochiul liber prin observarea strălucirilor care erau
în scintilator. Acum, lumina este transformată în impulsuri electrice și se procedează în același
mod ca la contorul proporțional. Practic se dorește obținerea unei lumini destul de puternice
pentru a fi vizibilă.
În general sunt folosiți două tipuri de scintilator, cristale anorganice și scintilator oganic.
Mecanismul de scintilație pentru cele 2 tipuri este diferit. În continuare vor fi explicate părtile
unui detector scintilator format dintr -o part e anorganică și un tub fotomultiplicator.

Scintilator anorganic
Mecanismul de scintilație depinde de structura rețelei cristaline. Într -o rețea cristalină pur
anorganică, electronii pot ocupa o singură bandă de energie. Banda interzisă dintr -un cristal pu r
este singura bandă de energie în care nu se găsesc electroni. Într -un cristal pur , absorbția de
energie poate face ca electroni să treacă din banda de valență în banda de conducție lăsând un
gol în banda de valență. Totuși, acest mecanism prin care elec tronul se întoarce in banda de
valență cu emisia unui foton este considerat ineficient deoarece prea puțini fotoni sunt emiși.
Pentru a evita acest lucru se adaugă în cristal mici impurități numite activatori ( de exemplu în
cristalul NaI se adaugă T1), ca re creează un spațiu în rețea ce modifică structura benzilor de
energie (figura 3.2.2.1.1)

Figura 3.2.2.1.1 – Structura benzilor de energie într -un scintilator anorganic

Stările de energie sunt create în interiorul benzii interzise a cristalului pur. Ele ctronul se poate
de-excita prin aceste nivele, ajungând înapoi la banda interzisă.

Tub fotomultiplicator
Tuburile fotomultiplicatoare sunt foarte bune în a transforma lumina în impulsuri electrice;
aceste impulsuri pot fi obținute de la câteva sute de fot oni vizibili.
Fotocatodul
Este componenta cea mai importantă într -un tub fotomultiplicator. Un foton poate interacționa
în interiorul fotocatodului pentru a da afară un electron cu energie mică în vidul din interiorul
tubului.
Acest proces are 3 pași:
1. Absorbția fotonului și transferul de energie către electronul din materialul fotocatodului
2. Mișcarea fotoelectronului către suprafața fotocatodului
3. Scăparea electronului de pe suprafața fotocatodului

Energia disponibilă pentru a fi transferată de la un fo ton la un electron este aproximativ 3 eV,
dar o parte din această energie se pierde prin coliziune electron -electron atunci când electron
se mișcă spre suprafață. Pentru a evita pierderile de energie grosimea materialului ce generează
fotoelectronii mică.

Figura 3.2.2.1.1 – Schema unui detector scintilator

Capitolul 4

Realizarea dispozitivului

În prezent există în România , două proiecte de cercetare care se concentrează pe radiația laser
de mare putere. Acestea sunt CETAL, reprezi ntă o instalație ce folosesțe in laser de 1 PW cu
un impuls de 25 fs și o rată de 0.1 Hz la putere maximă, și ELI -NP ce foloseste două lasere de
10 PW capabil să ajungă la intensități de ordinul 1023 W/cm2 și la câmpuri electrice de 1015
V/m, și are un imp uls cu lărgimea de 20 fs.
Amândouă lasere pot genera fascicule de particule încărcate cu o lărgimea impulsului de
particule încărcate de ordinul câtorva zecimi de picosecunde. Pentru a putea beneficia de aceste
fascicule este necesar o dozimetrie precisă, dar acest lucru este greu de obținut deoarece timpul
impulsurilor este foarte mic, combinat cu o rată de repetiție mică, nu se pot folosi dozimetre
convenționale precum o cameră de ionizare clasică. Dificultatea stă în numărul mare de
recombinări pentru c are trebuie să se determine corecțiile menționate în IAEA TRS 398[1].
Pentru a rezolva aceste probleme s -a propus o metodă de care să permită măsurarea
recombinărilor și corecților într -o singură fază folosind formulele din IAEA TRS 398[1].
Aceasta presu pune folosirea unui detector matricial folosind 4 camere de ionizare (Advance
Markus) .

4.1 Teoria dispozitivului
Conform IAEA TRS 398[1], doza determinată prin masurătoril camerei ionice este dată de
relația:

𝐷=𝑀𝑢𝑛𝑐𝑜𝑟𝑟∙𝑘𝑒𝑙𝑒𝑐∙𝑘𝑜∙𝑘𝑇𝑃∙𝑘𝑠∙𝑘𝑝𝑜𝑙∙𝑘𝑟 (1)

unde
• 𝑀𝑢𝑛𝑐𝑜𝑟𝑟 reprezintă măsurătoare detectorului necorectată
• 𝑘𝑒𝑙𝑒𝑐 este factorul de calibrare (exprimat în Gy/C) la o energie de referință (de obicei se
ia în considerare 𝐶𝑜60)
• 𝑘𝑜 reprezintă factorul de corecție al energiei
• 𝑘𝑇𝑃 reprezintă corecția densității de aer
• 𝑘𝑠 reprezintă corecția recombinării ionilor
• 𝑘𝑝𝑜𝑙 este corecția polarității (bias)
• 𝑘𝑟 include restul corecțiilor precum umiditatea sau pert urbarea peretelui

În faza inițială s -a decis determinarea factorilor 𝑘𝑠 și 𝑘𝑝𝑜𝑙 deoarece aceștia sunt cei mai grei de
stabilit. Dăcă considerăm metoda indicată de IAEA TRS 398 [1] , este necesar măsurarea la
diferite valori ale tensiunii , și d upă calcularea corecției folosind următoarea formulă:
𝑘𝑠=𝑎0+𝑎1(𝑀1
𝑀2)+𝑎2(𝑀1
𝑀2)2
(2)

Unde M 1 și M 2 reprezintă măsurătorile dozimetrice și V 1 respectiv V 2 valorile potențialului
elctric . Această formulă se bazează pe dependența 1/M cu 1/V și folosește valoarea sarcinilor
M1 și M 2 (figura 4.2. 5) la o valoare polarizării V 1 ( reprezintă valoarea maximă și este limitată
de designul camerei ) și V 2 (reprezintă o valoarea mai mică de cel puțin 1/3 a V 1). Efec tul
polarizării se schimbă odată cu tensiunea, așadar măsurătorile afișate de detector trebuie și ele
corectate pentru efectul de polarizare, astfel se introduce factorul de corecție al polarizării 𝑘𝑝𝑜𝑙.
Acest factori depinde de energie și potenț ial (bias) și poate fi calculat prin următoarea formulă:

𝑘𝑝𝑜𝑙=(|𝑀+|+|𝑀−|)
2∙𝑀 (3)

Formulele (2) și (3) implică măsurători multiple ce trebuie determinate, astfel folosirea acesteia
în cazul unui fascicol de laser este ineficient. Pent ru a evita acest lucru se propune crearea unui
detector matricial(figura 4.2.2 ).
Descrierea detectorului
Detectorul matricial este format din 4 camere de ionizare pe același plan, împărțite in 2 perechi ,
fiecare dintre ele permițând măsurarea celor doi fa ctori de corecție: factorul de recombinare și
factorul de corecție al polarizării , pentru faptul că cele 4 camere au valori diferite la pornire
pentru fiecare valori ale lui V 1, V2, -V1 și -V2. Camera V 1 va fi considerată camera de referință
și va fi folo sită pentru măsurarea dozei, în timp cele 3 au scopul de a oferi valori pentru
calcularea factorilor de corecție. Una dintre probleme ce trebuie adresată în această configurație
este influența reciprocă a acestor camere , din acest motiv trebuie realizată o simulare în
FLUKA a acestor influențe față de distanța de la centru la centru a acestor camere.

Figura 4.2.1 – Detector matricial format din 4 camere de ionizare identice aflate pe același plan

Calibrarea detectorului

Experimentele inițiale
Pentru a putea calibra simulările din FLUKA, s -au efectuat măsurătorile inițiale la un fascicol
de protoni de 3 MeV furnizat de acceleratorul TandetronTM de la IFIN -HH, în fasciculul IBA
[4](figura 4.2.3) . Deși acest accelerator oferă un fascicol continuu, este util în a verifica
rezultatele simulărilor cu date experimentale și astfel calibrând simularea.
Deoarece energia protonilor este mică, singurul tip de cameră care poate fi folosită sub aceste
condiții este PTW Advanced Markus type 34045 (figura 4.2.4) , alături de un electrometru PTW
Unidos E (4.2.5). Caracteristicile fascicolului au fost definite folosind Gafchromic® și un film
EBT2 HD -V2, prelucrat cu un scaner EPSON EXPRESSION 11000XL și după imaginile au
fost analizate folosind softul PTW Mephysto Mcc. Filmul și camera de ionizare au fost puse la
28 mm de ieșirea fascicolului.

Figura 4.2.3 – Instalația TandetronTM cu care s -au efectuat măsurătorile

Figura 4.2.5 – Electrometru PTW Unidos E

Fascicolul imprimat pe ace st film se poate observa în figura 4.2.5. Analizând acest fascicol,
chiar si cu ochiul liber, s -a realizat că nu este suficient de omogen. Așa cum se poate observa
din figura 4.2.5 o parte este mai întunecată și cealaltă mai deschisă.

Figura 4.2.5 – Fascicol imprimat pe film ul PTW Unidos E

Pentru a rezolva această problemă s -a pus pe țintă o foiță de aur cu grosimea de 10 µm . Acest
lucru nu numai că a condus la un fascicul mai omogen (figura 4.2.6) , ci a permis, de asemenea,
estimarea fluenței particulelo r prin măsurători într -o geometrie clasică RBS.

Figura 4.2.5 – Fascicol imprimat pe film ul PTW Unidos E după adăugarea foiței de aur

Analiza fascicolului folosind Mephysto Mcc
Se poate observa în figura 4.2.6 o valoare absurdă a omgenități unde de conse cvență avem o
valoare a câmpului eronată a cauza acestei omogenități.
Parametrii
Energia[MeV] 6,0
Mărimea câmpului[cm × cm] 1,0 × 1,0
Adâncime[mm] 25,0
Tip Profil Profilul X
Unghi[°] 0,0
Detector Film
Tabel 4.1.1

Figura 4.2.6

Rezultatele analiz ei
Mărimea câmpului 0,722
Pen.Stânga 0,83
Pen.Dreapta 1,18
Dmax[%] 0,14
Dmin[%] 0,01
Deviație[%] 0,07
Omogenitate[%] 1059,01
Simetrie[%] 1059,01
Distanța puctelor 0,53 | 1 ,56
Rata maximă a dozei 0,001
Mărimea câmpului la
SID [cm] 0,780
F80 | F 90 [ mm] 2,73 | 2 ,95
Tabel 4.1. 2

Diferența în omogenitate în special pe profilul X, este destul de clară după analiza realizată în softul
Mephysto Mcc . Acest lucru se poate observa verificând valoare în tabelele specifice sau
comparând cele 2 figuri, Figura 4.2.6 și Figura 4.2. 7.
Parametrii
Energia[MeV] 6,0
Mărimea câmpului[cm × cm] 1,0 × 1,0
Adâncime[mm] 25,0
Tip Profil Profilul X
Unghi[°] 0,0
Detector Film
Tabel 4.1.3

Figura 4.2. 7

Rezultatele analizei
Mărimea câmpului 13,090
Pen.Stânga 20,53
Pen.Dreapta 20,16
Dmax[%] 100,74
Dmin[%] 92,13
Deviație[%] 98,81
Omogenitate[%] 109,35
Simetrie[%] 100,89
Distanța punctelor 15,29 | 13,90
Rata maximă a dozei 1,015
Mărimea câmpului la
SID [cm] 13,776
F80 | F90 [ mm] 3,95 | 4,21
Tabel 4.1. 4

4.1 Specificațiile camerei de ionizare Advance Markus
Camera de ionizare Advance Markus (figura 4.1.1) este succesorul faimoasei camere clasice
Markus, echipată cu un inel de siguranță larg pentru a avea cât mai puține perturbații în timpul
măsurătorilor. Geamul subțire de intrare permite efectuarea măsurătorilor în fantome solid e.
Capacul de protecție îi permite camerei să fie rezistentă la apă pentru a putea efectua măsurători
în fantome lichide.

Figura 4.1.1 – Camera de ionizare folosit ă Advance Markus

Caracteristici :
• Cameră fără perturbații din partea electronilor
• Geam subțire de intrare și capac pentru rezistența la apă
• Dimensiuni mici pentru rezoluție spațială mare
• Volum sensibil 0,02 cm3, aerisit
• Dispozitiv de verificare radioact iv

Specificații
Tip produs Cameră de ionizare ventilată plan -paralelă
Aplicație Dozimetria absolută în fascicole de electroni
cu energie mari
Cantitatea măsurată Doza absorbită în apă
Radiația de referință calitativă 𝐶𝑜60
Volumul sensibil co nvențional 0.02 cm3
Design Capac rezistent la apă, ventilat
Punct de referință În centrul camerei pe folia de la intrare, sau
la 1,3 mm sub suprafața capacului de
protecție
Direcția de incidență Perpendicular cu planul camerei
Răspuns 0,67 nC/Gy
Durata stabilității ≤1 % pe an
Tensiunea camerei 300 V în condiții normale
±400 V – valoarea maximă
Efectul de polarizare ≤1 % pentru electroni cu energia ≥ 9 MeV
Răspuns în apă ≤ ± 0.1 % pentru o inclinație a camerei ≤ 10°
Scurgere de curent ≤±4 fA
Scurgerea din cablu ≤ 1 pC/(Gy∙cm)
Tabel 4.1 – Specificațiile camerei Advance Markus folosite în realizarea dispozitivului

Materiale și dimensiuni
Folia de la intrare 0,03 mm PE(polietilenă CH 2), 2,76 mg/cm2
Capacul de protecție 0,87 mm PMMA, 1,19 g/cm3, 0,4 mm aer
Densitatea geamului 106 mg/cm2, 1,3 mm (capac inclus)
Grosimea geamului corespunzător în apă 1,06 mm (capac inclus)
Volumul sensibil Raza de 2,5 mm
Adâncimea 1 mm
Lărgime inel de protecție 2 mm
Tabel 4.2 – Materialele folosite în realiz area camerei Advance Markus și dimensiunile componentelor
acesteia

Eficiența colectării de ioni la o valoare
normală a tensiune
Timpul colectării de ion 22 µs
Rata dozei maxime pentru
≥99,5 % saturație
≥99,0 % saturație
187 Gy/s
375 Gy/s
Doza maximă per impuls pentru
≥99,5 % saturație
≥99,0 % saturație
2,78 mGy
5,56 mGy
Tabel 4.3 – Eficiența colectării de ioni din partea camerei

Intervale utile
Tensiunea camerei ±(50 … 300) V
Calitatea Radiației (2 … 45) MeV electroni
Dimensiunile câmpului (3 ×3) cm2 …(40 ×40) cm2
Temperatura (10 … 40) 𝐶°
(50 … 104) 𝐹°
Umiditatea (10 … 80) %, max 20 g/m3
Presiunea aerului (700 … 1060) hPa
Tabel 4. 4