bilgiz.org

Gama işinlari

  • 2.GAMA IŞINLARI 2.1.Gama Işını Nedir
  • 2.2.Evrende Gama Işınları
  • Şekil 2.2
  • 2.4.Gama Işın Patlamaları (GIP)
  • 2.5. Yıldızlarda Çekirdek Sentezi ve Süpernova Patlamaları
  • Şekil 2.5
  • Şekil 2.6
  • 3.GAMA IŞINLARININ ÖLÇÜMÜ 3.1.Gama Işınlarının Madde ile Etkileşmesi
  • Şekil 3.2
  • Şekil 3.6
  • 3.2.1.Yarıiletken Dedektörler
  • Şekil 3.7
  • Şekil 3.8
  • Şekil 3.12
  • 4.LABORATUAR ÇALIŞMALARI 4.1.Çok Kanallı Analizör Deneyleri
  • Ş ekil 4.2
  • 4.3.Kütle Azalım Katsayısının Enerji ile Değişimi
  • 5.GEANT SİMÜLASYON PROGRAMI



  • Sayfa1/4
    Tarih13.10.2017
    Büyüklüğü477.28 Kb.

    Indir 477.28 Kb.
      1   2   3   4

    1.GİRİŞ
    Nükleer spektroskopi hakkındaki bilgimizin ayrıntı ve zenginliği, uyarılmış düzeyler hakkında ne bildiğimize bağlıdır. Bu nedenle gama ışını yayınlanması ile ilgili çalışmalar nükleer spektroskopinin standart tekniği haline gelmiştir. Bu metodun güncelliği ve kullanılırlığına katkıda bulunan diğer faktörler ise gama ışınlarının nispeten kolay gözlenmesi (örneğin alfa ve beta ışınlarının aksine hava içinde ihmal edilecek kadar az soğurulması ve saçılması) ve enerjilerinin ölçülebilme hassasiyetidir. Gama ışınlarının varlığının anlaşılması herhangi bir duyu organı ile mümkün olmadığından dolayı, algılanması ve ölçümleri dedektörler ile sağlanır. Bu ışınların tesbiti için bu güne kadar birçok dedektör sistemi geliştirilmiştir.
    Evrende meydana gelen birçok yıldız patlamalarından yayılan gama ışınlarının, hangi yönden geldikleri tespit edilerek, evrenin oluşumunun ilk anları hakkındaki bilgimizden tutarak, ilerde evreni bekleyen sonun ne olduğuna kadar sahip olduğumuz birçok bilgiyi gama ışınlarının tesbitine borçluyuz. Gama ışınlarının yön tayini, bugün bilim çerçevesinin dışında da önemli yeri olan bir konudur. Gama spektrometre sistemi ile çevremizdeki maddelerin radyoaktif olup olmadığını, eğer radyoaktif ise bu radyoaktivitenin hangi izotoptan kaynaklandığını ve aktivitenin ne kadar olduğunu belirleyebilmekteyiz. 
    Gama ışınlarının yönünü ve enerjilerini tespit etmek için yapılan deneysel çalışmaların yanısıra teorik çalışmalar için, şu an mevcut bulunan tüm gama ışın dedektörlerine her an ulaşmak çoğu zaman zor olabilir. Bu nedenle, bu dedektörlerle her an çalışma fırsatı sağlayan bilgisayar simülasyon programları geliştirilmiştir. Bu çalışmada, bu simülasyon programlarından en çok kullanılanı olan destekli GEANT simülasyon programı ile yapılan çalışmalar da incelenecektir. Ancak daha önce, konu hakkında bilgilerin eksik kalmaması için gama ışınlarının genel özetinden başlanmıştır.

    ____________________________________



    European Organization for Nuclear Research, Avrupa Nükleer Araştırma Organizasyonu)

    2.GAMA IŞINLARI
    2.1.Gama Işını Nedir?
    Radyoaktif bozunum (alfa veya beta) yapmış veya bir nükleer reaksiyondan sonra ortaya çıkan ürün çekirdek, genellikle, uyarılmış enerji seviyesinde kalır. Bu durumdaki çekirdek ikinci bir bozunum ile bir foton yayınlayarak daha düşük enerji seviyesine ve sonunda taban enerji seviyesine düşer. Bu şekilde, çekirdeğin uyarılmış enerji seviyesinden temel enerji seviyesine düşerken yayınladığı fotonlara gama ışını denir.
    Şekil 2.1’de Na (sodyum)’ nın, beta bozunumu yaparak Ne (neon)’ nin uyarılmış haline dönüşmesi ve uyarılmış halde bulunan Ne çekirdeğinin gama bozunumu ile temel enerji seviyesine düşerken yayınladığı gama ışınının şematik diyagramları gösterilmiştir.

    Şekil 2.1 Gama bozunum şeması
    Gama ışınlarının enerjileri tipik olarak 0,1 - 10 MeV arasında olup çekirdek durumları arasındaki enerji farkı mertebesindedir ve bu ile 100 fm dalga boyu aralığına karşılık gelir. Gama ışınları Şekil 2.2’de gösterilen elektromanyetik spekturumun en kısa dalga boylu ve en fazla enerjili olanlarıdır, kütleleri yoktur ve yüksüzdürler dolayısı ile elektrik ve manyetik alanda saptırılamazlar, yüksek enerjilerinden dolayı madde içerisinde yol alabilirler, ışık hızı ile yayılırlar ve gazları iyonlaştırıcı özellikleri vardır.
    2.2.Evrende Gama Işınları
    Gama ışınları evrenin en sıcak bölgesinde üretilen ışığın en enerjik formlarıdır. Ayrıca süpernova patlamaları yada atomların parçalanmasıyla ve uzaydaki radyoaktif maddelerin bozunmalarından üretilirler. Süpernova patlamaları, nötron yıldızları, pulsarlar ve kara delikler tüm evrenin gama ışın kaynaklarıdır.
    Gama ışınları evrenin çok geniş mesafelerinden yayılarak yerküreye kadar gelir ve sadece yerküre atmosferi tarafından soğurulurlar. Işığın farklı dalga boyları yerküre atmosferini delerek farklı derinliklere ulaşır.



    Şekil 2.2 Elektromanyetik Spekturum
    2.3.Gama Işın Kaynakları
    Evrende gama ışınlarının meydana gelmesini sağlayan çeşitli işlemler vardır. Bu işlemler,

    • Yüksek enerjili bir parçacığın bir başka parçacık ile çarpışması,

    • Bir parçacık ve onun karşıt parçacığının birbirlerini yok etmesi,

    • Radyoaktik bozunma,

    • İvmelendirilmiş yüklü parçacıklar

    şeklinde verilir.

    2.4.Gama Işın Patlamaları (GIP)

    GIP, uzayın herhangi bir noktasında, öngörülemeyen zamanlarda, 0,1 ile 10 MeV enerjili fotonların, ortalama 0,1 ile 100 saniye süreli atılımları ile oluşan olaylardır. Günde bir veya birkaç kez, yeryüzü çevresindeki uydular, şimdiye kadarki bulguların işaret ettiğine göre, belki de Büyük Patlama’dan sonra Evren’deki en büyük enerji salma olayları olan, kısa süreli ani ışımalar kaydetmektedirler. Bu olaylara, yaydıkları enerjinin elektromanyetik spekturumun içinde gama ışınları bölgesine düşen yeri nedeniyle, GIP adı verilmektedir.

    GIP’ lerin keşfedilmelerinden bu yana yaklaşık 40 yıl geçmiş, buna rağmen orijinleri tam olarak anlaşılamamıştır. Uydular yardımı ile gerek gözlemsel [BATSE] gerekse kuramsal çalışmalar halen bütün canlılığı ile sürmektedir (Fox 2003), (Piran 2003), (Hjorth 2003), (Fishman 1994). Gözlemsel çalışmaların en büyük sorularından biri, patlamaların yerini kesin olarak belirlemektir. Ancak belli bir açı aralığında tespit edilen GIP için, bölgede çok sayıda optik ışık kaynağı bulunduğundan, geçici bir ışık kaynağının saptanması zorlaşmaktadır. Dünyanın atmosferi gama ışınlarını soğurduğundan dolayı, deneysel ölçümler uydu aracılığı ile yapılabilmektedir.

    Bir GIP enerji bütçesinin çoğunluğu, yüksek enerjili (≥100 keV) fotonlardan oluşmaktadır. Olayın gökyüzündeki ortaya çıkış yönü önceden hiçbir şekilde öngörülememekte ve Şekil 2.3’de görüldüğü gibi patlama oldukça kısa bir süre içinde (0,1 -1000 s) oluşumunu tamamladıktan sonra, bir daha o bölgeden benzeri veya başka tür bir ışıma gözlenememektedir. Bir GIP olayı noktası, patlama anında, gökyüzünün en parlak yeri haline gelmektedir.

    Şekil 2.4, GIP’ lerin uzaysal dağılım haritasını göstermektedir. Haritada görülen renklerin farklı olmasının nedeni, o noktaya gelen ışının enerjisinin bir ölçüsüdür. Farklı renkler, farklı enerji değerlerine karşılık gelmektedir.Deneylerden elde edilen bu uzaysal dağılımın izotropik olması, GIP’ lerin galaksimizin oluşturduğu yatay düzeyden değil, kozmolojik uzaklıklardan geldiğinin en önemli ipuçlarından biri olarak kabul edilmektedir. Bir GIP olayı noktası, patlama anında, gökyüzünün en parlak yeri haline gelmektedir.



    Şekil 2.3 Tipik bir GIP olayında gama ışın sayımlarının zaman değişim grafiği. Yatay eksen: patlama başlangıcından beri geçen süre(s), dikey eksen:saniyede keV enerji aralığı başına gama ışını sayımı (Ölçüm tarafından yapılmıştır)



    Şekil 2.4 GIP’ ın uzaysal dağılımı (www.nasa.gov)
    __________________________________

    BATSE (Patlayan ve Değişen Kaynaklar Deneyi -Burst And Transient Spectrometer Experiment), yüksek enerji evrenini gözlemlemek üzere NASA tarafından hazırlanmış olan Compton Gama Işın Uydusu üzerindeki 4 teleskoptan biridir. BATSE’ nin asıl görevlerinden bir tanesi de, gama ışın patlamaları üzerine araştırma yapmaktır. Teleskop iki NaI(T1) sintilasyon dedektörü içerir.

    GIP için yaygın kabul gören model, Collapsar (çöken yıldız) modelidir. Bu modelin bir özeti Bilim ve Teknik dergisinin ocak 2005 sayısında verilmiştir. (Gürdilek, Bilim ve Teknik dergisi, Ocak 2005). Bu modele göre GIP, süpernova patlamaları sonucu ortaya çıkar.


    2.5. Yıldızlarda Çekirdek Sentezi ve Süpernova Patlamaları

    Yıldızların temel enerji kaynağı füzyon (çekirdek birleşmesi) reaksiyonlarıdır. Çekim kuvvetinin etkisi ile yıldızın merkezinde sürekli artış gösteren ısı 15 milyon K° değerine ulaştığında artık yıldız füzyon reaksiyonu gerçekleştiren bir yıldızdır ve bu noktadan sonra çekirdeğin ısısı sabit kalır.

    Yeni oluşmuş bir yıldız en basit füzyon reaksiyonu olan hidrojen çekirdeğini helyum çekirdeğine dönüştürme işlemini gerçekleştirir.  Bir yıldız başlıca yakıtı olan hidrojeni tükettikten sonra tekrar içine çökmeye başlar çöktükçe ısınan yıldızın merkezindeki ısı 100 MK° olduğunda ikinci bir füzyon tepkimesi başlar. Bu sıcaklıkta helyum atomları birleşerek berilyum atomu oluşturur fakat bu yeni yakıtın ömrü çok kısadır, birkaç milyon yılda bu yakıt da tükenir. Tükenen her yakıtın ardından daha ağır bir atom yakıt olarak kullanılır bu işlem en kararlı element olan demir elementine kadar sürer.

    Şekil 2.5’de nükleon başına bağlanma enerjisinin grafiği gösterilmiştir. Bu işlemin demirde () durmasının nedeni, A=56 civarında nükleon başına bağlanma enerjisinin maksimum olmasıdır. A sayısı daha büyük olan çekirdekler için yakalama reaksiyonları artık enerji açığa çıkarmaz. Demirden daha ağır olan elementlerin daha değişik mekanizmalar ile (nötron yakalama ve β bozunumu gibi) ortaya çıkarması gerekmektedir.

    Hidrojen tükendikten sonraki yakıtlar, yani helyumdan demire kadar olan füzyon reaksiyonları, bir kaç yüz milyon yıl içinde tükenir. Ve artık bu yıldızın ömrü tamamlanmıştır.

    Çizelge 2.1’de nükleer sentezin temel basamakları gösterilmiştir. İlk basamakta, iki çekirdekli kararlı bir sistem oluşturmak üzere iki protonun birleşmesi gerekir.





    Şekil 2.5 Nükleon başına bağlanma enerjisi (Krane 2001)

    Çizelge 2.1 Nükleer sentezin temel basamakları

    1. basamak p + p  d + e + ν + E (Hidrojen yanması)

    2. basamak d + p  + + E (Hidrojen yanması)

    3. basamak + + 2p + E (Hidrojen yanması)

    4. basamak 3() + E (Helyum yanması)

    veya + + E (Helyum yanması)



    + + 2γ + E

    5. basamak + + α + E (Karbon yanması)

    veya + + E

    + + E

    son basamak ……………...

    Ömrünün sonuna yaklaşan yıldız artık içerisindeki tüm hidrojeni helyuma çevirmiş ve bu değerli yakıtını tüketmiştir. Sırasıyla helyum, berilyum gibi elementleri de yakıt olarak kullanan yıldızın çekirdeğindeki ısı giderek artmakta ve artıkça da   merkezinde oluşan ısıl enerjinin etkisi ile genişlemektedir. Genişleyen yıldız devasa boyutlara ulaşır. Tabi ki bu genişlemenin bir sonu olacaktır, bu son aynı zamanda yıldızında sonudur.

    Güneş yaklaşık olarak yıllık bir süredir hidrojenini yakıp helyuma dönüştürmüştür. yıl daha bunun böyle sürmesi beklenmektedir. Güneşten daha ağır yıldızlar daha yüksek merkezsel yoğunluğa ulaşır ve böylece hidrojen, bu yıldızlarda daha hızlı yanıp daha çabuk helyuma dönüşür. Eğer yıldızın kütlesi güneşin kütlesinin 0,25’ inden fazla ise sıcaklık K’ ye kadar ulaşabilir ve yıldızdaki helyum yanma süreci başlar.

    Kütlesi güneşin kütlesinin 10 katından fazla olan yıldızlarda oksijen yanarak () silikona dönüşür. Daha sonra silikon da yanarak demire yakın bir çekirdeğe dönüşür (). Böylece bu kütledeki yıldızlar soğan benzeri bir yapıya kavuşurlar. Üst üste olan tabakalardan dışa doğru gidildikçe, giderek hafif elementler artar. Bu hafif elementler yanmaya devam eder. Silisyum tabakasındaki yanma süreci, demirden oluşmuş çekirdeğin kütlesini arttırır. Bu artma ile yıldız çekirdeği kendi ağırlığını ve üzerindeki katmanların basıncını taşıyamaz hale gelir. Bu noktada gravite (kütle çekim) baskınlaşır ve felaket boyutunda bir içe çökme ve patlama gerçekleşir (Williams 1991).

    Süpernova patlaması ismi verilen bu patlama ile yıldızın dış katmanları hızla uzay boşluğuna dağılır ve geride sadece yoğun bir çekirdek kalır. Bu çekirdek kütle çekim enerjisinin etkisi ile hızla çöker. Kütlesi güneş kütlesinin 1,5 – 3 katı arasındaki yıldızlarda bu çökme yıldızı oluşturan proton ve elektronların yüksek çekim kuvvetinin etkisi ile birleşerek nötronlar oluşmasına ve geriye sadece nötronlardan oluşan bir nötron yıldızı kalmasına neden olur.. Daha büyük kütleli bir yıldız ya da yıldız kümesinin çökmesi ise, uzay-zamanda ışık dahil hiçbir şeyin dışarı kaçamayacağı karadelik adı verilen tuhaf cisimleri meydana getirir.

    Peki, neden süpernova patlamalarını gözlemek önemlidir; Evren hakkındaki değişen ve artan bilgilerimizin çoğunu süpernovalara borçluyuz. Süpernova patlamalarından yayılan ışığın şiddeti çok büyük olduğundan dolayı, evrenin çok uzak noktalarında bile belirlenebiliyor. Bu nedenle bu süpernovaların yaydığı ışığın parlaklığına bakılarak, bunların içinde bulunduğu gökadalarının bize olan uzaklıkları güvenilir bir biçimde hesaplanabiliyor. Dolayısıyla, süpernovalar bir standart ışık kaynağı olarak çok önemlidir. Çünkü patlamalardan elde edilen ışık ile, çökmüş cisimlerin (nötron yıldızları ve karadelikler) yerlerinin belirlenebildiği düşünülüyor. Bundan altı yıl önce birbirinden uzaklaşan süpernovaların gözlenmesi ile, evrenin giderek artan bir hızla balon gibi şiştiği ortaya çıkmıştır. Şekil 2.6’da bir süpernova patlaması ve patlama sonundaki kalıntı görülmektedir.

    (a) (b)


    Şekil 2.6 Süpernova patlaması (a) ve kalıntısı (b) (www.nasa.gov)
    2.6. Collapsar Modeli
    Bu modele (Meszaros 2002), (Gürdilek 2005) göre, güneşten çok daha büyük kütlede dev bir yıldız, merkezindeki hidrojen yakıtını tüketip, hidrojen ve helyumdan oluşmuş dış katmanlarını yitirmeye başlıyor. Dış katmanların yitirilmesi, dev yıldızı daha küçük bir hacme sıkışmış sıcak mavi bir yıldıza dönüştürüyor. Orijinal yıldızdan arta kalan, 15 Güneş kütlesinde helyum, oksijen ve daha ağır elementlerden oluşan yıldız, öteki yakıtlarını da hızla tüketiyor ve iç çekirdeği de çökerek bir karadelik oluşturuyor. Aynı anda, yıldızın kütlesinden bir bölüm de karadelik çevresinde dönen bir kütleaktarım diski oluşturuyor. Yıldızın dıştaki katmanları ise henüz merkezde olanlardan habersiz. Karadelik çevresindeki diskin iç kesimleri, diskin dışından daha hızlı döndüğünden dolayı güçlü elektrik ve manyetik alanlar oluşuyor. Bu alanlar, yıldızın dönüş ekseni boyunca fışkıran madde jetleri oluşmasına neden oluyor. (Şekil 2.7). Jetler yıldızın dış katmanları içinden on saniyede geçerek yıldızın kutuplarından birbirine ters yönde fışkırıyor. Bu arada olağanüstü yüksek sıcaklıklarda nötron ve protonlar da merkezdeki karadelik çevresindeki diskten parçacık rüzgarları biçiminde fırlıyor. Sonunda jetler ve parçacık rüzgarları, yıldızın bir süpernova patlamasıyla dağılmasına neden oluyorlar.


    Şekil 2.7 Çöken yıldız modeli (Bilim ve Teknik dergisi, ocak 2005)

    Yaklaşık bir saat sonra, orijinal yıldızın bulunduğu yerden çok uzaklarda, jetlerin ışık hızına yakın değişik hızlarda yol alan parçaları arasında çarpışmalar meydana gelmeye başlıyor. İşte Gama Işın Patlamaları’nı oluşturan ve ışınımı bizim doğrultumuza fırlatanlar bu çarpışmalar.


    Bundan sonraki bölümde gama ışın patlamalarından ya da diğer herhangi bir yolla üretilen gama ışınlarının hangi doğrultuda yayıldıklarını belirlemek için, gama ışınlarının nasıl ölçüldüğünü ve bu ışınların madde ile etkileşim yollarının ne olduğunu inceleyeceğiz.

    3.GAMA IŞINLARININ ÖLÇÜMÜ
    3.1.Gama Işınlarının Madde ile Etkileşmesi
    1 keV’den daha enerjili gama ışınlarının tespitinde, gama ışınları ile dedektördeki madde arasındaki enerji değişimi ve enerji kaybı gibi işlevler kullanılır. Pekçok durumda gama ışınlarından yüklü parçacıklara iletilen şey kinetik enerjidir ve gelen gama ışınının tayfsal özelliklerini öğrenmemiz için ölçülür. Gelen gama ışın fotonu ile ikincil parçacıkların yönü arasındaki açısal ilişki de enerji hakkında önemli bilgiler sağlar.
    İncelemeye, madde içinde ilerletilen gama ışınının etkileşimleri ile başlayabiliriz (Knoll 1999). Gama ışınının madde ile etkileşmesinde üç önemli mekanizma vardır:
    1. Fotoelektrik Olay

    2. Compton ve Thomson Saçılması

    3. Çift Oluşumu


    3.1.1.Fotoelektrik Olay

    Fotoelektrik soğurma, dedektör kristalin ilk elektronları ile gelen gama ışınlarının etkileşmesi sonucu olur. Bu etkileşim sırasında gama ışınının bütün enerjisi kaybolur fakat bu enerji tamamen elektronlara kinetik enerji olarak aktarılmaz. Bir kısmı elektronu uyarmak için kullanılır. Bu elektronlar, fotoelektron olarak adlandırılır. Fotoelektronların kinetik enerjisi (), Denklem 3.1’ de gösterildiği gibi, gelen gama ışınının enerjisinden (), elektronu uyarmak için gerekli olan enerjinin () çıkarılması ile hesaplanabilir.


    (3.1)
    Fotoelektrik soğurumdan sonra fotoelektrondan boş kalan yerin başka elektronlar tarafından doldurulması ile birlikte karakteristik x-ışınları yayınlanır. Bu x-ışınlarının soğurulması ve ikincil elektronların kinetik enerjilerine dönüşmeleri bir anlamda kayıp enerjiyi geri çağırmak olacaktır. Teorik olarak artık fotonların enerjisinin bir kısmı, geri tepen atomların kinetik enerjisine geçer ancak bu ihmal edilebilir. Diğer yandan, geri tepen atom tarafından taşınan momentum önemlidir. Bu sayede momentumun serbest bir elektron tarafından fotoelektrik etki ile dönüştürülemeyeceği gösterilebilir. Bu yüzden fotoelektrik etki için kullanılacak elektronların atoma bağlılığı şarttır. Şekil 3.1’de fotoelektrik olayın şematik diyagramı gösterilmiştir.




    Şekil 3.1 Fotoelektrik olay. Potasyum için bağlanma enerjisi 2 eV değerinden yüksek olduğundan dolayı, bu enerjinin altındaki fotonlar elektron koparamaz

    Fotoelektrik soğurma olasılığı, soğurucu atomun Z sayısı ile artar, artan foton enerjisi ile azalır.


    Ayrıca fotoelektrik soğurma olasılığı grafiklerinde, özel elektron kabuklarının bağlanma enerjilerine karşılık gelen enerjilerde sıçramalar (süreksizlikler) vardır. Örneğin, Pb’ de K-kabuğu elektronunun bağlanma enerjisi 88 keV’ dir. Bu enerji değerinden düşük enerjilerde gelen fotonlar K-kabuğundan fotoelektron salınmasına neden olamazlar. Foton enerjisi 88 keV’ in üzerine çıkarılırsa, K-elektronlarının fotoelektrik soğurma işlemine katılmaları, fotoelektrik olasılığının ani artmasına neden olur. Buna kısaca K-sınırı denilir.
    Şekil 3.2’de fotoelektrik soğurma tesir kesitinin bir örneğini göstermektedir.


    Şekil 3.2 Pb’ de fotoelektrik tesir kesiti. Kesikli sıçramalar, şeşitli elektron kabuklarının bağlanma enerjilerine karşılık gelir (Krane 2001)

    3.1.2.Compton ve Thomson Saçılması
    Compton saçılmasında foton, maddedeki bir atomun elektronu tarafından saçılır. Gama ışını, enerjisinin () düşüşüyle beraber () bir açıyla saçılabilir ve bu saçılmayla ortaya çıkan enerji kaybı, elektronlara kinetik enerji olarak geçer (Denklem 3.2). Şekil 3.3’de Compton saçılmasının şematik diyagramı gösterilmiştir.
    (3.2)
    Saçılan gama ışının enerjisi saçılmadan sonra daha azdır ve kristal ile tekrar etkileşebilir ya da etkileşme yapmadan terk edebilir. Ayrıca gama ışını bir ya da birden fazla Compton saçılması da yaşayabilir. Enerji düştükçe fotoelektrik soğurulmanın oluşması olasılığı da artar. Bundan dolayı gama ışını enerjisinin sadece bir kısmını da, (Compton saçılması ile) tamamını da (Compton Saçılmasını takip eden fotoelektrik soğurulmayla) kristalde kaybedebilir. Elektronun kinetik enerjisi , enerji ve çizgisel momentumun korunumu kullanılarak (3.3) denklemi ile hesaplanır.
    (3.3)

    Burada m=9,11. kg değeri ile elektronun durgun kütlesi ve c=3.m/s ışığın boşluktaki hızıdır.




    Şekil 3.3 Compton saçılmasının şematik gösterimi

    Thomson saçılması, Compton saçılmasının basit bir şeklidir. Bu saçılmada saçılan fotonun enerjisi gelen fotonun enerjisine eşittir (), fakat saçılan fotonun yönü değişmiştir.



    3.1.3.Çift Oluşumu

    Çift oluşumu işleminde gelen gama ışını çekirdeğin yakınlarında elektron-pozitron çifti üretecek şekilde yok olur. Bir elektron ya da pozitronun durgun kütlesi 0.51 MeV’ dir. Dolayısıyla çift oluşumunun gerçekleşebilmesi için en az 1.02 MeV enerjili () bir foton gerekir. Bu enerjiye karşılık gelen en büyük foton dalga boyu 1000 fm’ dir. Bu dalga boyundaki elektromanyetik dalgaların gama ışınları olduğunu daha önce görmüştük.

    Foton enerjisinin artan kısmı, (3.4) denkleminde gösterildiği gibi elektron ve pozitronun kinetik enerjisi () olur.

    (3.4)
    Daha sonra pozitron, elektronla çarpışarak birbirlerini yok eder ve iki tane 0.51 MeV’lik gama ışını üretirler. Bunlar da enerjilerinin tamamını ya da bir kısmını dedektör kristalin içinde Compton saçılması ve/veya fotoelektron soğurması ile kaybederler.
    Bundan dolayı çift oluşumu yoluyla etkileşen orijinal gama ışını enerjisinin tamamını ya da tamamından 1.02 MeV az halini ikinci parçacıklara aktarabilir. Çift oluşumunun 1,02 MeV gibi bir enerji eşiği vardır. Etkileşim bu enerjinin altında gerçekleşmez.
    Şekil 3.4’de çift oluşumunun şematik diyagramı gösterilmiştir.


    Şekil 3.4 Çift üretimin şematik gösterimi

    Tüm bu etkileşimleri Şekil 3.5’de görülen bir grafikle özetleyecek olursak; düşük foton enerjilerinde ve büyük Z numaralı atomlarda fotoelektrik olay baskındır. Enerji değeri arttıkça, fotonun soğurulma olasılığı azalacağından dolayı, çarptığı atom tarafından soğrulmayacak fakat Compton saçılmasına uğrayacak ve saçılacaktır. 5 MeV’ nin üzerindeki enerjilerde ise çift oluşum baskın hale gelecektir.




    Şekil 3.5 Fotoelektrik Olay, Compton Olay ve çift oluşumun baskın olduğu bölgeler (Krane 2001)

    Radyasyonun t kalınlıklı bir materyalde soğurulmasını ölçmek için yapılan deneyde, kaynaktan çıkan gama ışınları (şiddet=), dar bir aralıktan geçtikten sonra hedef tarafından saçılır veya soğurulur. Geri kalan fotonlar dedektöre ulaşırlar (şiddet=I).

    Dedektöre ulaşan fotonlar, hedefte hiç etkileşme yapmayan fotonlardır. Bir fotonun yok olması için birim uzunluk başına toplam olasılık μ (toplam lineer inceltme katsayısı) olarak adlandırılır. Bu olasılık, fotoelektrik soğurma (τ), Compton saçılması (σ) ve çift oluşumu (κ) olasılıklarının toplamıdır.

    μ = τ + σ + κ (3.5)

    Denklem 3.5’ deki tüm büyüklükler 1/uzunluk boyutundadır.

    Hedef materyalin herhangi bir t kalınlığını geçen radyasyon (3.6) denklemi ile hesaplanır,



    (3.6)

    Şekil 3.6, 30 mm. kalınlığındaki bir NaI dedektörü için inceltme katsayılarının değerlerini göstermektedir. Görüldüğü gibi düşük enerji değerlerinde fotoelektrik etkileşme olasılığı fazla ve enerji değeri arttıkça bu olasılık azalmakta, yüksek enerjilerde ise çift üretim etkileşme olasılığı baskın hale gelmektedir.





    Şekil 3.6 30 mm kalınlığındaki NaI dedektörü için hesaplanan etkileşme olasılıkları

    3.2.Gama Işın Dedektörleri

    Nükleer radyasyonu tesbit etmek için kullanılan tüm dedektörler benzer çalışma özelliklerine sahiptirler. Radyasyon dedektöre girer, dedektör materyalinin atomlarıyla etkileşir, enerjisinin bir kısmını veya tamamını kaybeder ve atom yörüngelerinden daha düşük enerjili elektronların salınmasına neden olur. Bu elektronlar toplanır ve analiz edilmek için elektronik devre tarafından ya akım pulsu yada voltaj şekline dönüştürülür. Dedektör materyalinin seçimi ölçülecek radyasyonun tipine bağlıdır. Gama ışınlarının ölçümünde:



    • Yarıiletken Dedektörler

    • Sintilasyon Dedektörleri

    yaygın olarak kullanılan dedektörlerdir.

     Bu dedektörlerin çalışması, gama ışınlarının kullanılan materyal içinde iyonlaşarak enerji kaybetmesi gerçeğine dayanır.


    3.2.1.Yarıiletken Dedektörler
    Yarı iletken dedektörler, negatif yük (elektron) veya pozitif yük (deşik) taşıyıcıları fazla olan n ve p tipi materyaller temas ettirilerek elde edilir. Ters besleme altında dedektörde, elektron ve deşikten arınmış bir hassas bölge oluşur. Dedektör veriminin yüksek olması için  derin  bir hassas bölge, derin hassas bölge elde etmek için de oldukça saf madde gerekir. Bir foton, eklem içinden geçtikçe, bir elektron, valans bandından iletim bandına yükseltilir ve elektron-deşik çifti üretilmiş olur. İçerdeki elektrik alan, elektronları eklemin pozitif, deşikleri de negatif tarafa doğru sürükler. Bu da bir sayıcı ile sayılabilen bir puls meydana getirir. Şekil 3.7’de yarıiletken dedektörlerin basit şematik gösterimi görülmektedir. Yarıiletken dedektörlerin en yaygın kullanılanları, Ge(Li), Si(Li) dedektörleridir.



    Şekil 3.7 Yarıiletken dedektör şeması

    3.2.2.Sintilasyon Dedektörleri:

    Gama ışınlarının algılanması için popüler bir yöntem kristal sintilatörler kullanmaktır. Genel anlamda sintilatörler, yüksek enerjili yüklü parçacıklar ona çarptığında düşük enerjili (görülebilir dalgaboylarında) fotonlar yayınlayan kristallerdir.

    Bir gama ışın dedektörü olarak kullanılırken de, sintilatörler, gama ışınının kendisini algılamaz. Bunun yerine gama ışınları yüklü parçacıklar üretirler ve bu parçacıklar sintilatör ile etkileşirler. Kristalin ürettiği düşük enerjili fotonlar ise daha sonra fotoçoğaltıcı tüpler tarafından toplanır. Sintilasyon dedektörlerinin çalışma şekillerini kısaca özetlersek;

    Şekil 3.8’de görünen bir sintilasyon dedektör kristaline gelen gama ışınları, kristal tarafından birçok görünür ışık fotonuna dönüştürülür. Bu dönüşüm, fotoelektrik soğurum, Compton saçılması ve çift üretim yolları ile meydana gelir. Bu üç yöntem de yüksek enerjili elektron pozitron çiftleri yaratırlar bu parçacıklar da sintilatör ile etkileşir.

    Görünür fotonlar, fotoçoğaltıcı tüp adı verilen aygıta girerler. Bu tüp, görünür fotonlar topluluğunu voltaj pulslarına dönüştürür. Katota çarpan görünür bölge fotonları, katottan fotoelektrik olay yolu ile fotoelektron salınmasına neden olur. Elektronlar, elektrik alan sayesinde Dinot (dynode) adı verilen metal bir plakaya doğru hızlandırılır. Dinot’ a çarpan elektronlar, birçok yeni elektronun serbest bırakılmasını sağlarlar. İlk dinottan fırlatılan elektronlar, elektrik alan sayesinde ikinci dinota hareket eder ve bu böylece devam eder. Her dinot, bir öncekinden daha yüksek potansiyeldedir. Ortalama olarak bir fotoçoğaltıcı tüpte 10- 12 dinot bulunur. Yani elektronlar, 10- 12 kez bir dinottan diğerine hareket eder. Elektronlar, dinotlara her çarpışta çoğaltılır, hızlandırılır.

    Son dinottaki yük miktarı, tübe giren foton sayısı ile orantılıdır. Foton sayısı ile kristale gelen gama ışınlarının sayısı da orantılı olduğundan dolayı, çıkış voltajı direk olarak gelen gama ışını ile orantılıdır.

    Sintilatörler organik ve inorganik olabilirler. Gama ışın dedektörlerinde çoğunlukla kullanılan dedektörler inorganik maddeler olan sodyum iyodid (NaI) veya sezyum iyodid (CsI) gibi alkali halide (herhangi bir halojen asit tuzu) tuzlardır. Bu maddelere foton yayınlama olasılığını arttırmak ve ışığın kendisinin soğurulmasını azaltmak amacıyla bir miktar katkı eklenir. Bu maddeye, aktivatör (aktifleyici) denir. Talyum ve sodyum genellikle en çok kullanılan aktivatörlerdir. Genellikle pek çok dedektör, NaI(Tl) yani talyum aktifleyici ile sodyum iyodid kristali, ya da CsI(Na) yani sodyum aktifleyici ile sezyum iyodidi şeklinde ifadelerle açıklanır. İnorganik sintilatörler pek çok uzay projesinde gözlem aracı olarak kullanılmaktadır.



    Şekil 3.8 Sintilasyon dedektör şeması
    3.3.Enerji Ölçümleri
    Dedektöre giren foton, Şekil 3.9’da gösterildiği gibi, dedektör kristali ile şu sıra ile etkileşebilir;

    1. Fotoelektrik soğurma yoluyla enerjisini direk dedektöre aktarabilir,

    2. Birkaç kez Compton saçılması yapar ve enerjisinin tamamını kaybetmeden dedektörü terk edebilir,

    3. Birkaç Compton saçılmasından sonra fotoelektrik soğurma yapar ve enerjisinin tümünü kaybedebilir,

    4. Çift üretim ile bir elektron pozitron çifti üretir, daha sonra oluşan pozitron bir elektron ile çift yokolur ve iki foton üretilir. Bu fotonlardan biri dedektörü terk edebilir,

    5. Çift üretim yoluyla oluşan iki foton da, enerjilerini fotoelektrik soğurum ile dedektöre aktarabilir,

    6. Çift yokolma fotonlarından her ikisi de dedektörü terk edebilir.

    Şekil 3.9 Dedektöre giren gama ışınının etkileşme yolları

    Eğer ilk foton, sonunda fotoelektrik soğurmaya maruz kalıyor ise, dedektör kristaline aktarılan enerji orijinal gama ışını enerjisine eşit olur. Yani, dedektöre giren gama ışını enerjisinde bir pik elde ederiz.

    Tek bir Compton olayında saçılan elektrona aktarılan enerjiyi gözönüne alalım. Daha önce bahsettiğimiz (3.3) denklemi kullanarak elektronun kinetik enerjisini bulabiliriz;
    (3.3)

    Dedektör içinde bütün açılarda saçılma olacağından dolayı, saçılan elektronun enerji aralığı ile değerleri yukarıdaki denklemde yazılarak elde edilir. Bu elektronların hepsi, dedektörde soğurulur ve bunlar dedektörün enerji spekturumunun Compton bölgesine katkıda bulunur. Bu bölge, 0’ dan Compton sınırı olarak bilinen bir maksimuma kadar uzanır.

    Bir pozitron elektron çifti, ’lik toplam kinetik enerji ile yaratılır ve bu enerjinin dedektördeki kaybı fotopiki meydana getirir. Pozitron atom elektronu ile birleşerek çift yokolma meydana gelir ve iki tane 511 keV’ lik foton üretilir. Bu iki foton hiçbir etkileşme yapmadan dedektörden dışarı çıkabilir veya Compton saçılma işlemleri ile tamamen ya da kısmen soğurulabilir. Böylece, ’ de (her iki foton kaçarsa), ’ de (fotonlardan biri kaçar diğeri soğurulur ise) ve’ da (her ikisi de soğurulur ise) pikler görmeyi bekleriz. Şekil 3.10, tüm bu pikleri ve Compton sınırını göstermektedir


    Şekil 3.10 Dedektörün tek enerjili gama ışınları için vereceği tipik cevap(Krane 2001)

    Ölçülen enerji spekturumundaki pikler, yukarıda görüldüğü gibi belli bir genişliğe (FWHM - Full Width at Half Maximum – Yarı Yükseklikteki Tam Genişlik) sahiptirler. Bu genişlik ölçme işleminin istatistiksel karakterinden kaynaklanır. FWHM=2,35σ ile hesaplanır. Standart sapma (σ), istatistiksel dağılımın genişliğinin bir ölçüsüdür. Aynı zamanda’ dir. N, bir NaI dedektöründe bir fotonun ortaya çıkardığı fotoelektronların sayısıdır. N, radyasyon enerjisi E’ ye bağımlı olduğundan FWHM = diyebiliriz (Krane 2001).

    Dedektöre giren gama ışınları birden fazla, çoklu Compton saçılmaları yaparsa, Compton sınırı ile fotopik arasındaki enerji boşluğu doldurulacaktır.(Şekil 3.11). Fotopik, Compton bölgesi ve kaçma piklerinin bağıl genlikleri, dedektörün şekline ve boyutlarına bağlıdır. Büyük bir dedektörde Compton saçılmış fotonların veya 511 keV’lik yok olma fotonlarının dışarı kaçma olasılıkları daha düşüktür.



    Şekil 3.11 Çoklu Compton saçılmaları sonucu Compton bölgesi ve fotopik arası
    Ayrıca bu spekturumun düşük enerji bölgesinde çeşitli pikler oluşabilir (Şekil 3.12). Bunlardan biri, gerisaçılma (backscatter) pikidir (Knoll 1999). Kaynaktan çıkan gama ışınları, dedektör civarındaki materyallerden Compton saçılması yapabilir ve enerjisinin düşüşü ile beraber tekrar dedektöre girebilir. Gerisaçılma pikinin enerji değeri, saçılma açısı θ=π ve yüksek enerjiler için,
    (3.4)
    olarak verilir. Buradan, bu enerjinin 0,2-0,25 MeV civarında olduğu görülür.

    En düşük enerji değerinde gözlenen pik ise, dedektör çevresindeki materyallerin gama ışınlarını fotoelektrik soğurması sonucunda, materyal çekirdeğinin foton yayınlamak yerine enerjisini atomun bir elektronuna aktarması (iç dönüşüm) ( Knoll 1999) ve boş kalan elektronun yerine başka bir elektronun düşmesi ile oluşan X ışınlarını göstermektedir.

    Eğer kaynaktan çıkan gama ışınlarının enerjileri yüksek ise, dedektör çevresindeki materyallerde çift oluşum olasılığı olacaktır. Bu çift oluşum fotonlarından bir tanesi dedektöre girer ve 0,511 MeV değerinde yokolma piki gözlenir (Knoll 1999)


    (a) (b)


    Şekil 3.12 Dedektör ve çevresindeki materyallere çarpan gama ışınları (a), düşük enerji bölgesinde oluşan pikler (b) (Knoll 1999)
    3.4. Dedektör Seçimi
    Gama ışınları yüksüz olduklarından dolayı kendileri iyonizasyon yapamazlar. Ölçülebilmeleri için enerjilerinin tümünü veya bir kısmını elektronlara aktarmaları gerekmektedir. Gama ışınları hiçbir etkileşmeye girmeden materyal içerisinde uzun bir yol katedebilirler, hatta kolaylıkla materyali delip geçebilirler. Bu nedenle dedekte edilmeleri zordur.
    Kullanılacak olan dedektörün seçimi, yapılmak istenen ölçümün tipine bağlı olacaktır. Dedektör seçiminde, dedektörün verimi, enerji ve zaman çözme gücü gibi özelliklerine dikkat edilir.

    Dedektör verimi, mutlak (absolute) ve gerçek (intrinsic) olarak ikiye ayrılır. Mutlak verimi (), kaynaktan saçılan fotonların dedektör tarafından ölçülebilme olasılığını, gerçek verimi () ise, dedektöre çarpan fotonların ölçülebilme olasılığını anlatmaktadır. Yani, 2 dir. Burada Ω, dedektörün kapladığı katı açıyı göstermektedir.


    Mutlak verim, dedektörün kapladığı katı açıya, yani alanı ve kaynaktan uzaklığına bağlıdır. Dairesel bir dedektör için olarak verilir (Şekil 3.12). Gerçek verim ise, katı açıdan bağımsız, dedektör materyaline, radyasyon enerjisine ve dedektörün kalınlığına bağlıdır.




    Şekil 3.13 Dairesel bir dedektör için katı açı

    Enerji çözme gücü olarak verilir. Burada , pikin ortalama enerjisidir.

    Gama spektroskopisinde en çok kullanılan sintilasyon dedektörleri (NaI) ve yarıiletken dedektörler (Ge) karşılaştırıldığında, NaI dedektörleri daha yüksek verime sahiptir, daha ucuzdur ve çalışma şartları daha basittir. Örneğin NaI dedektörleri için soğutma gerekli değildir. NaI, Ge’ den daha yüksek Z sayısına sahip olduğundan (iyodun Z sayısı 53), foton soğurulma olasılığı bu dedektörde daha yüksektir.

    Öte yandan, yarıiletken Ge dedektörlerinin enerji çözme gücü NaI dedektörlerine kıyasla çok üstündür. 662 keV’ de NaI çözme gücü (FWHM) 40 keV ise Ge için aynı değer 1 keV’ dir (Krane 2001). Bu özellik reaksiyon sonucu ölçülen karmaşık gama spekturumları için çok önemlidir.

    Bu tezin konusu olan uygulamamda, karmaşık gama spekturumları beklenmediğinden ve maliyetinin düşüklüğü ve kullanım kolaylıkları göz önüne alınarak NaI dedektörleri kullanılmıştır.

    4.LABORATUAR ÇALIŞMALARI

    4.1.Çok Kanallı Analizör Deneyleri

    Ankara Üniversitesi Mühendislik Fakültesi Nükleer Fizik laboratuarlarında yapılan çalışmalarda, çeşitli kaynaklar kullanarak NaI dedektörü ile ölçümler alınmıştır.Deneylerde kuyu tipinde sodyum iyodür (NaI(Tl)) kristalli dedektör kullanılmıştır. Bu tür bir dedektör modeli Şekil 4.1’de gösterilmiştir.





    Şekil 4.1 Kuyu tipi sodyum iyodür (NaI(Tl)) kristalli dedektör

    Kristalin dış çapı 51 mm., iç çapı 16,66 mm., kalınlığı 66,3 mm., kuyu derinliği 39,22 mm. ve ağırlığı 0,77 kg.’dır.

    Kristalin arkasında bir yüksek gerilim güç kaynağı tarafından beslenen fotoçağaltıcı tüp ve buna bağlı ön yükselteç bulunmaktadır. Ön yükselteçten çıkan sinyal, ana yükseltece gelmekte ve burada sinyal yükseltilmekte ve puls şekillendirmesi yapılmaktadır. Yükselteçten çıkan sinyal bilgisayar içindeki 8192 kanaldan oluşan, çok-kanallı analizör kartına gelmektedir.

    Şekil 4.2, bu elektronik düzeneğin şematik diyagramını göstermektedir. Analizör, “Genie” adı verilen bilgisayar yazılımı ile kontrol edilmektedir.



    Şekil 4.2 Kaynaktan yayınlanan radyasyonların enerji ölçümlerinde kullanılan elektronik düzeneğin şematik gösterimi

    4.2.Enerji Kalibrasyonu

    Çok kanallı analizöre gelen her puls, yüksekliklerine göre bir kanalda sayım olarak sayılırlar. Her kanal bir enerji değerine karşı gelmektedir. Ancak puls yükseklikleri, fotoçoğaltıcı tübe uygulanan yüksek gerilim ve yükseltecin kazancı ile değişir. Bu değişim, bir kanala karşılık gelen enerji değerini değiştirmektedir. Bu nedenle, sistemde enerji kalibrasyonu yapmak bir zorunluluktur.

    Enerji kalibrasyonu için, enerjisi bilinen standart kaynaklar kullanılır. Kalibrasyon iki şekilde yapılabilir. Birinci yöntemde, yükseltecin kazancı herhangi bir değere ayarlanır. Daha sonra standart kaynaklar dedektör karşısına yerleştirilir ve bir süre sayım yapılır. Elde edilen spektrumda fotopiklerin merkezlerinin karşı geldiği kanal numaraları not edilir. Kanal numaralarına karşı gelen enerji değerleri birinci veya ikinci dereceden bir polinoma fit edilerek kalibrasyon yapılmış olur.

    İkinci yöntemde ise, bir kanalın 1 keV’ lik enerjiye karşılık geldiği kabul edilir. Enerjisi bilinen bir kaynak dedektör karşısına yerleştirilir ve sasyım toplanmaya başlanır. Spektrum elde edilirken yükseltecin kazancının değiştirilmesi yoluyla fotopikin merkezi istenilen kanal numarasına getirilir ve böylece kalibrasyon yapılmış olur. Fotopik enerjisi 661,7 keV olan Cs-137 için aldığımız ölçüm sonucunda elde ettiğimiz spektrum Şekil 4.3’de gösterilmiştir. Bu şekilde yatay eksen sayma, düşey eksen ise gama enerjisini göstermektedir.

    Şekilde 2760 numaralı kanala karşılık gelen enerji 816,9 keV olarak görülmektedir. Fotopik merkezinin kanal numarası 2238’ dir ki bu da Cs-137 için 661,7 keV’lik enerji değerine karşılık gelir. Spektrumdaki 480 keV civarında gözlenen yükseklik Compton sınırını göstermektedir. 200 keV civarında gözlenen pik, dedektör dışında çevredeki materyaller içinde saçılarak dedektöre giren gerisaçılma gama ışınlarını göstermektedir. En düşük enerji değerinde gözlenen pik ise, Cs-137, β bozunduktan sonra kalan Ba-137 çekirdeğinin iç dönüşümü sonucu oluşan x ışınlarını göstermektedir.

    Şekil 4.3 Genie programı ile Cs-137 için elde edilen spektrum

    Şekil 4.4’de Cs-137 çekirdeğinin β bozunumunu izleyen 661,7 keV’ lik γ bozunumu gösterilmektedir.





    Şekil 4.4 Cs-137’ nin β bozunumunu izleyen γ bozunumu

    Enerji spekturumundaki her nokta için istatistiksel hata, olarak alınır. Örneğin, 661,7 keV’ de sayma 1000 olarak okuyorsak, bunu 1000+ olarak veririz (Krane).



    4.3.Kütle Azalım Katsayısının Enerji ile Değişimi

    Gama ışınlarının madde içinden geçerken soğurulmalarının bağıntısıyla verildiğini söylemiştik. Bu denklem düzenlenirse,



    (4.1)

    bağıntısı elde edilir. Burada g/ biriminde kütle azalım katsayısıdır. Denklem (4.1)’ e göre ifadesi ile t arasında doğrusal bir ilişki vardır ve bu doğrunun eğimi kütle azalım katsayısını verir.



    4.4.Alınan Dozlar

    Laboratuar çalışmaları sırasında enerjisi 661,7 keV olan izotopu için ölçüm alırken maruz kalınan radyasyon dozu aşağıda gibi hesaplanmıştır. Kullanılan kaynağın 1999 yılının ocak ayındaki başlangıç aktifliği (), 5μCi olarak bilinmektedir. Kaynağın deneyin yapıldığı andaki aktifliği (A), (4.2) bağıntısı kullanılarak,



    (4.2)

    =15,91. bozunma/saniye

    olarak hesaplanılır. Burada t; başlangıç aktifliğinden beri geçen süre (s), λ ise; bozunma sabitidir ve bağıntısı yardımıyla hesaplanır. (; kaynağın yarı ömrüdür).

    Aktifliği bilinen kaynak tarafından alınan doz (4.3) bağıntısı yardımıyla,

    (4.3)

    olarak hesaplanmıştır. Burada A; kaynağın aktifliği, t; radyasyona maruz kalınan süre (18000 s), E; kaynağın fotopik enerjisi (661,7 keV=1,06.j) ve M; maruz kalan kişinin kütlesidir.

    Belirli bir radyasyonun biyolojik sistem üzerindeki etkisi, radyasyonun soğurulan dozu ile kalite faktörüne (QF) bağlıdır ve Denklem 4.4’ de verildiği şekilde bu iki niceliğin çarpımı Doz eşdeğerini (DE) verir. Gama ışınları için QF=1 alınırsa,

    (4.4)

    olarak doz eşdeğeri hesaplanır.

    Uluslarası Radyasyon Korunma Komitesi (ICRP), yıllık tüm vücut için soğurulan doz sınırlarını halk için 0,5 rem/yıl ve işleri gereği radyasyon ile çalışanlar için 5 rem/yıl olarak belirlemiştir. Laboratuar çalışmam sırasında aldığım dozu 365 gün ile çarparsak 0,17 rem/yıl değerini elde ederiz. Bu değer yıllık izin verilen dozu aşmamaktadır.
    5.GEANT SİMÜLASYON PROGRAMI

    GEANT programı, madde içinden geçen ve madde ile etkileşen parçacıklar için, çok geniş ve çeşitli kullanım alanları olan modern bir Monte Carlo simülasyon programıdır. Monte Carlo yöntemi, istatistik teknikler kullanarak bir deneyi veya olayı sayısal olarak taklit etmektir. Bu yöntem, özellikle 1930'lardan sonra hızla gelişmeye başlamış bir tekniktir. Los Alamos Laboratuvarında nükleer silah geliştirilmesi projesinde çalışan bilim adamları tarafından ortaya atılmıştır. Bu metodlar olasılık teorisine tabidir. Metodun bir probleme uygulanması, problemin tesadüfi sayıları kullanarak defalarca simüle edilip hesap edilmek istenen parametrenin bu simülasyonlarının sonuçlarına bakılarak yaklaşık hesaplanması fikrine dayanır. Günümüzde Monte Carlo metodları nümerik integrasyon, sistem analizi, kısmi differansiyel denklemler, integral denklemler, ekonomik modelleme, matematiksel finans, kuantum mekaniği, istatistiksel fizik, nükleer ve katıhal fiziği ve sosyal bilimler dallarında kullanılmaktadır.

    GEANT ismi, “GEometry ANd Tracking (Geometri ve İz sürme)” kelimeleri kullanılarak oluşturulmuştur. İlk tasarım Yüksek Enerji Fizik deneylerinde kullanılmak üzere hazırlanmıştır. Fakat bugün, bu alana ek olarak, nükleer fizik, medikal ve biyoloji bilimleri, astrofizik, hızlandırıcı fiziği gibi alanlarda da kullanılmaktadır.

      1   2   3   4






        Ana sayfa


    Gama işinlari

    Indir 477.28 Kb.