eines Bestimmung der H bzw. H mit OSL -...

Entwicklung eines Verfahrens zur Bestimmung der

Oberflächendosis HP(0,07) bzw. H’(0,07) mit OSL‐

Detektoren auf Basis von BeO‐Keramiken

Diplomarbeit zur Erlangung des akademischen Grades

Diplom‐Physiker

vorgelegt von

Marc Rosenberger geboren am 25.01.1985 in Erlabrunn

Institut für Kern‐ und Teilchenphysik

Fachrichtung Physik

Fakultät für Mathematik und Naturwissenschaften

Technische Universität Dresden

2011

1. Gutachter: Prof. Dr. K. Zuber

2. Gutachter: PD Dr. J. Henniger

Betreuer: PD Dr. J. Henniger

Tag der Einreichung: 17.03.2011

Kurzfassung

Seit dem Jahr 2000 wurde innerhalb der Arbeitsgruppe Strahlungsphysik des Instituts für Kern‐ und Teilchenphysik an der TU Dresden ein Dosimetriesystem auf Basis der optisch stimulierten Lumineszenz von Berylliumoxid (BeOmax) entwickelt. Dieses ist in der Lage Orts‐ und Personendosen von Photonenstrahlung mit großer Genauigkeit und Empfindlichkeit zu messen. Beim Nachweis von niederenergetischer β‐Strahlung stößt dieses Verfahren aber Aufgrund der starken Absorption innerhalb der verwendeten Detektoren an seine Grenzen. Im Rahmen dieser Arbeit wurde daher ein Verfahren entwickelt, welches durch die zweiseitige Auswertung der Detektoren die Dosis der stark geschwächten Strahlung bestimmt. Dadurch kann der hohe Beschaffungs‐ und Entwicklungsaufwand dünnerer Detektoren umgangen werden. Das System wurde durch verzweigte optische Faserbündel die nach dem Prinzip der Auflichtstimulation das Stimulations‐ sowie Lumineszenzlicht transportieren, realisiert. Die untere Nachweisgrenze konnte kleiner als 0,5 mGy beziffert werden. Die Linearität der Dosischarakteristik erstreckt sich von der unteren Nachweisgrenze bis zu einigen Gy. In diesem Messbereich konnte gezeigt werden, dass die Signale eines einseitig durch niederenergetische Elektronen bestrahlten Detektors sehr stark von der ausgewerteten Seite abhängen, woraus sich auf die applizierte Oberflächendosis schließen lässt.

Abstract

The dosimetric system BeOmax, developed by the research group for radiation physics at the TU Dresden, is a powerful device in the personal dosimetry for the detection of photons and high energy electrons using the optically stimulated luminescence of Beryllia ceramics. However, there are severe problems in the measurement of low energy beta‐particles. For this paper, a process for the two‐sided read‐out system of the BeO detectors using bifurcated optical fiber bundles was developed. A detection limit of 0.5 mGy was achieved and the linearity of the dose characteristic reaches up to several Gy with a relative uncertainty of about 18 %. It was shown, that the signal of the OSL depends highly on the side of the detector which was measured if radiated by an source of low energy electrons. With this data it is possible to determine the surface dose applied by such radiation sources.

Inhaltsverzeichnis

1 Einleitung 9

2 Theoretische Vorbetrachtungen 11

2.1 Strahlungsfelder und Strahlungsfeldgrößen......................................................11 2.2 Dosimetrie..........................................................................................................11 2.3 Reichweite und Energiedeponierung von Betastrahlung in Materie ................14 2.4 Optisch stimulierte Lumineszenz (OSL) .............................................................17

3 Material und Methoden 26

3.1 Dosimetermaterial .............................................................................................26 3.2 Geräteentwicklung.............................................................................................28 3.3 Messwerterzeugung ..........................................................................................32

4 Messungen und Ergebnisse 33

4.1 OSL‐Signal...........................................................................................................33 4.2 Untergrundsignal, Ansprechvermögen und untere Nachweisgrenze ...............35 4.3 Reproduzierbarkeit und Mehrfachauswertung .................................................39 4.4 Dosischarakteristik.............................................................................................41 4.5 Nachweis niederenergetischer β‐Strahlung ......................................................42 4.6 Möglichkeiten zur Bestimmung der Oberflächendosis .....................................45

5 Zusammenfassung und Ausblick 47

6 Literaturverzeichnis 50

7 Abbildungsverzeichnis 52

8 Schlussbemerkungen 53

1 Einleitung

1 Einleitung

Ionisierende Strahlung ist durch die Entdeckungen von C. Röntgen und H. Becquerel seit dem Ende des 19. Jahrhunderts bekannt. Im Verlauf des letzten Jahrhunderts erlangte sie durch Anwendung in Industrie und Medizin zunehmend Bedeutung. So existieren neben den natürlichen auch künstliche Strahlungsquellen. Diese gezielte Nutzung verursacht eine erhöhte Strahlenexposition bestimmter Personengruppen.

Um die schädliche Wirkung durch ionisierende Strahlung auf den Menschen zu überwachen, existieren Institutionen deren Hauptaufgabe der Strahlenschutz ist. Diese Handeln nach den Strahlenschutzgrundsätzen der Rechtfertigung, Optimierung und Limitierung. Zur Umsetzung sowohl der Optimierung als auch der Limitierung dient die Dosimetrie. Der Strahlenschutz ist von staatlicher Seite durch das Atomgesetz, das Strahlenschutzvorsorgegesetz sowie der Röntgen‐ bzw. Strahlenschutzverordnung organisiert. Die Verordnungen basieren zum Teil auf Empfehlungen internationaler Kommissionen wie der ICRP [1–3].

Mithilfe der Dosimetrie wird die Einhaltung der Dosisgrenzwerte messtechnisch überwacht. Diese Grenzwerte beziehen sich dabei auf die effektive Dosis. Diese ist auf den menschlichen Körper definiert und bewertet die biologische Wirkung der Energiedosis nach Strahlungsart und Organempfindlichkeit. Da diese nur rechnerisch ermittelbar ist, wurden operativen Größen wie die Tiefenpersonendosis und die Oberflächenpersonendosis eingeführt. Diese können durch Dosimeter gemessen werden und bilden einen Schätzwert für die effektive Dosis. Ab Juli 2011 dürfen nur noch diese Größen in der Personendosimetrie verwendet werden.

)(P 10H),(P 070H

Eine grundlegende Möglichkeit der direkten Dosisbestimmung besteht in der Ausnutzung der Wechselwirkungseffekte ionisierender Strahlung in einem Detektormaterial. Dabei wird eine Sonde in das zu vermessende Medium eingebracht, wo das Strahlungsfeld sie durchdringt. Während bei aktiven Sonden der Messeffekt während der Bestrahlung abgelesen wird, geschieht dies bei den Passiven zu einem späteren Zeitpunkt. In der Personendosimetrie werden die passiven Sonden bevorzugt, da keine Auswertetechnik das Strahlungsfeld sowie den Träger nachteilig beeinflusst.

Eine Messmethode in der Personendosimetrie ist die optisch stimulierte Lumineszenz (OSL), die erstmals von ANTONOV‐ROMANOVSKII et al. [4] 1956 beschrieben wurde. Es werden dabei Luminophore eingesetzt, die bei Bestrahlung durch Energieübertragung in einen metastabilen Zustand angeregt werden. Durch Stimulation mit Licht definierter Wellenlänge wird dieser Zustand unter Aussendung von Lumineszenzlicht, welches ein Maß für die applizierte Dosis ist, wieder abgeregt. BRÄUNLICH et al. [5] sowie SANDBORN und BEARD [6] stellten 1967 ebenfalls Untersuchungen darüber an. In den folgenden Jahren konnte sich die OSL wohl wegen fehlender geeigneter Luminophore und Auswertetechnik nicht durchsetzen.

9

1 Einleitung

Sie sollten einerseits eine hohe Lichtempfindlichkeit und Lumineszenzausbeute besitzen, andererseits sollte sie ein geringes Fading, also den Signalverlust zwischen Exposition und Auswertung, aufweisen. Die Etablierung gelang erst mit Al2O3:C als Luminophor und der Messmethode der gepulsten OSL (pOSL) in den 90er Jahren. Seit dieser Zeit wurden kommerzielle Dosimetriesysteme, beispielsweise von der Firma Landauer entwickelt, die dieses Messprinzip ausnutzen.

Berylliumoxid (BeO) zur Verwendung als OSL‐Material wurde erstmals von TOCHILIN 1969 [7] sowie RHYNER und MILLER 1970 [8] vorgeschlagen. Es wird seit über 50 Jahren industriell hergestellt und vor allem in der Reaktortechnik sowie der Mikroelektroindustrie aufgrund seiner hohen Wärmeleitfähigkeit und chemischen Stabilität als Wärmesenke eingesetzt. Weiterhin eignet es sich wegen seiner effektiven Kernladungszahl von 7,14 sehr gut als nahezu gewebeäquivalente Sonde für die Personendosimetrie. Dennoch wurde die Nutzung von BeO‐Keramiken zu Dosimetriezwecken erst Ende der neunziger Jahre wieder aufgegriffen. So stellten BULUR und GÖKSU 1998 [9] neue Untersuchungen an.

Seit dem Jahr 2000 wurde in der Arbeitsgruppe Strahlungsphysik des Instituts Kern‐ und Teilchenphysik der Technischen Universität Dresden die Möglichkeit der Verwendung von BeO als OSL‐Material intensiv untersucht und Machbarkeitsanalysen durchgeführt. Ab dem Jahre 2003 wurde mit der Entwicklung des Dosimetriesystems „BeOmax“ begonnen [10,11], welches seit 2007 im kommerziellen Bereich eingesetzt wird.

Die Bestimmung der amtlich geforderten Messgröße kann dabei über etwa 8 Größenordnungen von einigen µGy bis zu 100 Gy erfolgen und überdeckt damit vollständig den für die Personendosimetrie relevanten Bereich. Die für die dosimetrische Anwendung wichtigen Kenndaten des Signalverlustes während der Lagerung der Keramiken und der Reproduzierbarkeit des Messsignals konnten auf 1% pro Monat bzw. 3% beziffert werden.

)(P 10H

Die Ermittlung der Oberflächendosis erfolgt mithilfe dünner Filter über den BeO‐Plättchen in einer lichtdichten Umhüllung. Während dies für Photonenstrahlungsfelder in ausreichendem Maße gelingt, stößt dieses System bei der Dosismessung von niederenergetischer β‐Strahlung in oberflächennahen Schichten an seine Grenzen. Ziel der vorliegenden Arbeit ist die Entwicklung eines Verfahrens zur Messung von Oberflächendosen durch die zweiseitige Auswertung eines BeO‐Detektors.

),(P 070H

10

2 Theoretische Vorbetrachtungen


2.1 Strahlungsfelder und Strahlungsfeldgrößen

Als Strahlungsfeld wird ein Raumgebiet bezeichnet, welches von Strahlung durchquert wird. Innerhalb dieses Gebietes kommt es zu vielen Wechselwirkungsprozessen durch diese Strahlung in verschiedenen Stoffen, die im Allgemeinen stochastischer Natur sind. Kommt es aber zu einer genügend großen Anzahl solcher Ereignisse kann die Strahlungsausbreitung als kontinuierlich betrachtet und mit nicht‐stochastischen Strahlungsfeldgrößen beschrieben werden [12]. Die wichtigsten skalaren Strahlungsfeldgrößen sind die Teilchenflussdichte

,dd

d),(tA

Ntr⊥

=rϕ (1)

sowie die Teilchenfluenz

∫⊥

==t A

NttrΔ

,ddd),(rϕΦ (2)

wobei die Anzahl der Teilchen, die pro Zeit dNd t bzw. im Zeitintervall tΔ senkrecht eine Großkreisfläche einer um den Ort d A⊥ rr gedachten Einheitskugel passieren bzw. passiert haben. Unter Teilchen werden in diesem Zusammenhang geladene (z.B. Elektronen) oder ungeladene (z.B. Photonen) Strahlungsteilchen verstanden.

Um quantitative Aussagen über die verschiedenen Wechselwirkungen machen zu können wird der mikroskopische Wirkungsquerschnitt gemäß

= PσΦ

(3)

definiert. Hierbei gibt P die Wechselwirkungswahrscheinlichkeit eines Strahlungsteilchens mit einem Target (z.B. ein Atom) an.

2.2 Dosimetrie

Durch die verschiedenen Wechselwirkungsprozesse wird in dem bestrahltem Medium Energie deponiert. Die Energiedosis

VE

mED

dd

dd

⋅==ρ1 (4)

11


gibt die mittlere Energie d E an, die dem Masseelement bzw. dem Volumenelement

dmdV der Dichte ρ des absorbierenden Materials zugeführt wurde.

Die Maßeinheit ist das Joule pro Kilogramm und wird Gray (Gy) genannt. Dieses ist ein quantitatives Maß zur Festlegung von Strahlenexpositionen, sowie zur Einschätzung von Strahlenrisiken.

KERMA und Bremsstrahlungsverlust

Für den Fall auftretender Photonen‐ und Neutronenstrahlung, sogenannter indirekt ionisierender Strahlung, erfolgt die Energieübertragung nur durch die ausgelösten geladenen Sekundärteilchen. Daher wird die Hilfsgröße KERMA (kinetic energy released per unit mass)

mEK

dd K= (5)

eingeführt. Das d KE bezeichnet hierbei die Summe der kinetischen Anfangsenergien aller geladener Sekundärteilchen, die im Massenelement freigesetzt werden. Diese Sekundärteilchen erzeugen ihrerseits durch Wechselwirkungen mit dem umgebenden Medium Bremsstrahlung, deren Energie nicht im betrachteten Massenelement verbleibt und somit nicht zur applizierten Gesamtenergie beiträgt. Durch Berücksichtigung des Bremsstrahlungsverlustes

dm

BdEdE

mEB

dd B= (6)

wird dieses in die Rechnung mit einbezogen.

Äquivalenzdosis

Da unterschiedlich Strahlungsarten verschiedene biologische Wirkungen bei gleicher deponierter Energie zur Folge haben, wird die Äquivalenzdosis

⋅H =Q D (7)

eingeführt. Hierbei berücksichtigt der dimensionslose Qualitätsfaktor diese Tatsache. Die Maßeinheit ist gleich der Energiedosis, Joule pro Kilogramm, jedoch wird zur Unterscheidung das Sievert (Sv) verwendet. Die Äquivalenzdosis dient als Definitionsgrundlage für die weiteren Dosisgrößen der Orts‐ und Personendosimetrie.

Q

Zur Beurteilung des Strahlenrisikos bzw. zur Festlegung von Grenzwerten wird die effektive Dosis E herangezogen. Sie stellt die Summe der gewichteten Organdosen im menschlichen Körper dar und ist nicht direkt messbar, sondern nur rechnerisch zu ermitteln. Um für die Strahlenschutzpraxis Strahlenrisiken, sowie Expositionen messtechnisch zu erfassen, werden die sogenannten operativen Dosisgrößen eingeführt. Diese liefern einen Schätzwert für die effektive Dosis. So existieren u.A. in

12


der Ortsdosimetrie die Richtungs‐Äquivalentdosis , definiert als die maximale Äquivalentdosis am interessierenden Ort im tatsächlichen Strahlungsfeld, die auf einem in Richtung orientierten Radius der ICRU‐Kugel in 0,07 mm Tiefe erzeugt würde. Ähnliches gilt für die Oberflächen‐Personendosis , die die Äquivalenzdosis in 0,07 mm Gewebetiefe gemessen an der Tragestelle des Dosimeters angibt[13].

(0,07)H'

Ωr

P ( , )H 0 07

Strahlungsmessung

Zur Erfassung der Strahlungs‐ und Dosisgrößen wird die Wechselwirkung der Strahlung mit Stoffen ausgenutzt. Als grundlegendes Messprinzip wird in der Dosimetrie die Sondenmethode angewendet. Hierbei wird ein kleiner, strahlungsempfindlicher Detektor in das interessierende Medium als Sonde eingeführt, um darin die Dosis

zu bestimmen. Da in den meisten Fällen die Sonde aus einem anderen Material als das Medium besteht, wird in dieser eine andere Dosis appliziert. Ziel ist es die Dosis, die in Abwesenheit der Sonde im Medium appliziert worden wäre, aus diesem Messeffekt abzuleiten. Vorteilhaft für dieses Verfahren ist die Verwendung von Sonden, die sehr empfindlich sind und das Strahlungsfeld wenig stören. Des Weiteren sollten verwendete Sonden eine linearen Zusammenhang zwischen Messeffekt und Dosis im Medium über einen großen Energiebereich aufweisen.

MDSD

SDMD

In der praktischen Anwendung haben sich im wesentlichen zwei Prinzipien etabliert, deren Anwendung die Dosisbestimmung stark vereinfacht. Zum einen das Sekundärteilchengleichgewicht (STG) bei indirekt ionisierender Strahlung, wie Photonen‐ oder Neutronenstrahlung. Tritt diese Strahlung in das Sondenvolumen ein erzeugt diese Sekundärteilchen, die wiederum tertiäre Teilchen erzeugen können. Das STG ist dann erfüllt, wenn für jedes Sekundärteilchen, welches das Sondenvolumen mit einer bestimmten Energie verlässt, ein anderes mit der gleichen Energie wieder in das Volumen eintritt. Das heißt die kinetische Energie der ins Sondenvolumen eintretenden Sekundärteilchen ist gleich der der austretenden [12,14]. Ist dieses gegeben, wird die Energiedosis im Medium gemäß

,S

S

E

M

E

M DD ⋅

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛

=

ρμρμ

(8)

ermittelt, wobei ( )ρμE die Massenenergieabsorptionskoeffizienten der beteiligten Materialien bezeichnet. Diese sind von der Primärteilchenenergie abhängig, weshalb idealerweise deren Verhältnis in einem hinreichend großen Energiebereich einen konstanten Wert annehmen sollte. Um die Bedingungen des Sekundärteilchengleichgewichts zu erfüllen ist es notwendig, dass die Primärstrahlung im Sondenmaterial nur wenig geschwächt wird und deren maximale Reichweite wesentlich größer als die der Sekundärteilchen ist.

13


Beim Nachweis von Elektronen‐ oder hochenergetischer Photonenstrahlung kann das Sekundärteilchengleichgewicht nicht mehr realisiert werden, wodurch die Verwendung von nach dem BRAGG‐GRAY‐Prinzip funktionierenden Sonden notwendig ist. Dieses Prinzip besagt, dass kleine Hohlräume im Medium keine wesentlichen Änderung der Energie‐ und Richtungsverteilung der Sekundärteilchen‐Flußdichten bedingen [12,14]. Ist dies der Fall bestimmt sich gemäß MD

,S

S

MM D

S

S

D ⋅

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛

=

ρ

ρ (9)

wobei mit ( /S )ρ das Massenbremsvermögen des jeweiligen Materials bezeichnet wird. In vielen Fällen lässt sich ein konstantes Verhältnis der Messenbremsvermögen relativ gut erfüllen, sodass in Strahlungsfeldern mit unbekannter Energieverteilung die Energiedosis genauer bestimmt werden kann als nach dem Prinzip des STG. Dieses wird angewandt falls die Abmessungen der Sonde klein gegenüber der maximale Reichweite der Primär‐ und Sekundärteilchen ist. Des Weiteren muss die Wand der BRAGG‐GRAY‐Sonde sehr dünn oder aus einem dem umgebenden Medium äquivalenten Material sein, sodass der Energieverlust der Primär‐und Sekundärteilchen vernachlässigt werden kann.

2.3 Reichweite und Energiedeponierung von Betastrahlung in Materie

Elektronen erfahren aufgrund ihrer elektrischen Ladung eine Vielzahl von Wechselwirkungen bei der Durchdringung von Materie. Durch elastische Streuung an Atomkernen, Ionisations‐ und Anregungsbremsung, sowie Bremsstrahlungserzeugung treten zum Teil erhebliche Richtungswechsel der Elektronen auf, welche einen starken Einfluss auf deren Reichweite im Absorber hat. Als Reichweite wird hier die maximale Eindringtiefe in eine Materialschicht bezeichnet, die Bahnlänge hingegen ist die Summe der Wegelemente zwischen den verschiedenen Wechselwirkungspunkten. So laufen die Elektronen beim Durchgang von Materie auf Zick‐Zack‐Bahnen mit teilweiser Richtungsumkehr (Abbildung 1).

14


Abbildung 1: Bahnlänge und Reichweite eines Elektrons im Absorber nach [15]

In erster Näherung nimmt die Teilchenflußdichte ϕ mit wachsender Schichtdicke x bzw. Flächenmasse xd ⋅= ρ exponentiell ab und lässt sich durch

d

d⋅−

⋅= ρμ

ϕϕ e)( 0 (10)

beschreiben. Da dieses jedoch im Widerspruch mit der endlichen Reichweite der β‐Strahlung steht, gilt Gleichung (10) nur für dünne Materialschichten. In dickeren Absorbern fallen die Transmissionskurven gegen Ende der Teilchenbahn sehr steil ab (vgl. Abbildung 2). So liegen die Reichweiten von β‐Teilchen bei bis zu wenigen Metern in Luft, im menschlichem Gewebe und Wasser dagegen nur im Millimeterbereich.

0,001

0,01

0,1

1

d Rp

N/N0

Rmax

BS

Abbildung 2: Transmissionskurve für Betastrahlung in Materie nach [15]

Im Rahmen dieser Arbeit werden die dosimetrischen Eigenschaften von Berylliumoxid nach Expositionen von niederenergetischer Betastrahlung untersucht. Zu diesem

15


Zweck wurde eine Monte‐Carlo‐Simulation mit PENELOPE durchgeführt, die die Energiedeponierung in BeO‐Dosimetern durch eine Kryptonquelle beschreibt. Ein BeO‐Chip (Maße 4,7x4,7x0,5 mm) ist dabei in einer Umhüllung aus Kunststoff eingebettet. Für die Berechnungen wurde dieser in zehn 50 µm dicke Scheiben unterteilt und der mittlere Energieeintrag pro Elektron ermittelt. Die Ergebnisse sind in Abbildung 3 dargestellt, wobei die Werte der Energie in die Mitte des betrachteten Teilstücks eingetragen sind.

0 100 200 300 400 5000,2

0,3

0,4

0,5

0,6

E

x μm

eV

Abbildung 3: Simulierte Energiedeponierung in einem BeO‐Detektor nach Bestrahlung mit einer 85Kr‐Quelle ( 687=maxE keV)

Es ist zu erkennen, dass mit steigender Detektortiefe die deponierte Energie rapide abnimmt. Die Elektronen treten schon kurz nach der Oberfläche in viele Wechselwirkungen mit dem Detektormaterial und verlieren hier die meiste Energie. In diesem Falle ist es so, dass knapp 40 % der Gesamtenergie schon im ersten Drittel des Detektors deponiert wird. Auf diese Weise wird die applizierte Dosis inhomogen auf dem Dosimeter verteilt, was durch eine zweiseitige Auswertung für die Oberflächendosisbestimmung nutzbar gemacht werden kann.

16


2.4 Optisch stimulierte Lumineszenz (OSL)

Unter Lumineszenz wird die Emission elektromagnetischer Strahlung im oder nahe dem sichtbaren Spektrum von physikalischen Systemen beim Übergang von einem angeregten in einen energetischen niedrigeren Zustand verstanden. Es existieren verschiedene Arten der Lumineszenz die entweder nach Art der Anregung oder nach Art der Abregung klassifiziert werden können. So kann eine Anregung mittels ionisierender Strahlung (Radiolumineszenz), chemischer Reaktionen (Chemolumineszenz) oder mechanischer Beanspruchung (Tribulumineszenz) erfolgen. Des Weiteren existieren die durch Materialeigenschaften bedingten Formen der Abregung der Fluoreszenz (die Abregung erfolg quasi spontan nach der Anregung), Phosphoreszenz (Abregung nach Sekunden bis Stunden), sowie der stimulierter Lumineszenz, wobei die Abregung erst nach Energiezufuhr von außen erfolgt.

Im Rahmen dieser Diplomarbeit ist die Verwendung der optisch stimulierten Lumineszenz für dosimetrische Zwecke von besonderem Interesse. Diese wird im folgenden Abschnitt anhand des Bändermodells der Festkörpertheorie näher beschriebe.

Beschreibung anhand des Bändermodells

Lumineszenz tritt bei Isolatoren auf deren Bandlücke hinreichend groß ist, sodass sich Zwischenniveaus ausbilden können. Im Grundzustand bei K0=T ist das Valenzband vollständig mit Elektronen gefüllt und das Leitungsband leer. Die Grenze zwischen besetzten und unbesetzten Zuständen bildet das Ferminiveau . Bei Isolatoren ist die Bandlücke so groß (

FEeV126 −≈EΔ ), dass selbst bei Raumtemperatur

( ,K293=T meV25≈thE ) keine Zustände oberhalb der Fermienergie besetzt sind und somit kein Ladungstransport möglich ist.

FE

Durch Fremdatome, Gitterfehler o.Ä. können sich in der Bandlücke Zwischenniveaus ausbilden, die je nach Lage zur Fermienergie als Haftterme (oberhalb von ) bzw. Aktivatorterme (unterhalb) bezeichnet werden. Diese Niveaus sind räumlich lokalisiert, sodass sich keine neue Bandstruktur ausbildet und haben unterschiedliche Energien sowie Übergangswahrscheinlichkeiten (

FE

Abbildung 4).

Im Grundzustand sind das Valenzband und die Aktivatorterme vollständig gefüllt, Zustände oberhalb sind unbesetzt. Durch ionisierende Strahlung können Elektronen aus dem Valenzband in das Leitungsband angeregt werden, wenn die eingebrachte Energie größer als die Bandlücke ist. Dadurch ist die Anzahl der angeregten Ladungsträger proportional der von der Strahlung im Festkörper deponierten Energie.

FE

Ein Teil der angeregten Elektronen rekombiniert unter Aussendung von Licht jedoch innerhalb von Nanosekunden wieder mit den Löchern im Valenzband. Es tritt Fluoreszenz auf (Abbildung 5).

17

http://de.wikipedia.org/wiki/Fluoreszenz

http://de.wikipedia.org/wiki/Fluoreszenz


Abbildung 4: Grundzustand eines Isolators nach [16]

Abbildung 5: Anregung durch Energiezufuhr nach [16]

Der andere Anteil der Ladungsträger im Leitungsband rekombiniert jedoch mit den unterhalb liegenden, unterschiedlich tiefen Hafttermen. Die verbleibenden Lücken im Valenzband werden durch Elektronen aus den Aktivatortermen gefüllt. So ist nach der Energiedeponierung durch die ionisierenden Strahlung das Valenzband wieder vollständig gefüllt, das Leitungsband und ein Teil der Aktivatorterme leer. Die in den tiefer liegenden Hafttermen gebundenen Elektronen befinden sich in einem metastabilen Zustand, der durch die geringe Rekombinationswahrscheinlichkeit über einen sehr großen Zeitraum aufrecht erhalten werden kann (Abbildung 6).

18


Abbildung 6: Ladungsträgereinfang nach [16]

Die Information über die im Festkörper applizierte Dosis ist nun über die Anzahl der in den Hafttermen gebunden Elektronen gespeichert. Diese Tatsache wird bei der Verwendung der OSL zu Dosimetriezwecken ausgenutzt. Durch geeignetes Stimulationslicht der Wellenlänge Sλ werden die Elektronen wieder in das Leitungsband angeregt von wo aus sie entweder durch die Haftterme wieder eingefangen werden (Retrapping) oder durch Gitterschwingungen bzw. Lichtemissionen in die Aktivatorterme rekombinieren können. Diese Lichtemission ist die eigentliche OSL, welche ein Maß für die im Festkörper deponierte Energie darstellt (Abbildung 7).

19


Abbildung 7: Stimulation und Lumineszenz nach [16]

Damit Ladungsträger aus den Hafttermen der Energie angeregt werden können, ist darauf zu achten, dass für die Wellenlänge des Stimulationslichts

HE

HS

chE⋅

≤λ (11)

gilt. Typischerweise liegen die Energien für die Haftterme im Bereich von 2‐3 eV, es kann also schon mit rotem Licht stimuliert werden. Die Elektronen in den „deep traps“ der Energie können so nicht angeregt werden. Sie stehen zur Auswertung nicht zur Verfügung und können nur durch längeres starkes Ausheizen geleert werden.

ST EE >

Die Wellenlänge des Lumineszenzlichtes Lλ ergibt sich aus der Energiedifferenz des Leitungsbandes und des jeweiligen Aktivatorterms gemäß

GE

.ch

GL E

⋅=λ (12)

Diese liegt für BeO typischerweise bei 350 nm (etwa 3,5 eV). Somit lassen sich Stimulations‐ sowie Lumineszenzlicht beispielsweise durch geeignete Filter leicht voneinander trennen.

Allgemeine mathematische Beschreibung

Zur Dosisbestimmung wird die Intensität des emittierten OSL‐Lichts gemessen. Aus dem zeitlichen Verlauf der OSL‐Intensität, den sogenannten Abklingkurven, kann dann die Dosis berechnet werden. Die Intensität ist proportional zur zeitlichen Änderung der Konzentration der besetzten metastabilen Zustände

)(tI

)(tμ , sodass

20


tttI

d)(d)( μ

= (13)

gilt. Die Konzentration der besetzten metastabilen Zustände )(tμ eines Systems zur Zeit t wird durch

mm tnt

m

γγγγγγμγ γγ

ddd),,,,()( KKK 2121

21

∫ ∫∫= (14)

beschrieben. Die ),,,( mn γγγ K21 bezeichnet dabei die Konzentration der besetzten Zustände 1 bis in Abhängigkeit der Zustandsvariablen m mγγγ ,,, K21 . Die Beschreibung der Zustände erfolgt im Allgemeinen durch die Energie, sodass

ii E=γ mit gilt, wodurch die Konzentration mi K1= )(tμ , und durch Gleichung (13) auch die Intensität , zeit‐ und dosisabhängige Funktionen darstellen. )(tI

Um auf die Ableitung schließen zu können, wird eine Relation von )(tI ttµ d)(d mit ),,,( tn mγγ K1 benötigt. Eine mögliche Form der Darstellung ist

,)()(d

)(d tPtµttµ

⋅−= (15)

wobei die Wahrscheinlichkeit pro Zeitintervall der Leerung der metastabilen Zustände bezeichnet. Unter der Annahme, dass jeder Zustand

)(tP)(tµ

),,,( tn mγγ K1 seine eigene Wahrscheinlichkeitsfunktion ),,,( tp mγγ K1 besitzt und das Superpositionsprinzip für lineare Differentialgleichungen gilt, ergibt sich

.),,,(),,,()()( mmm ddtptndttdµtI

m

γγγγγγγ γ

KKKK 111

1

∫ ∫ ⋅== (16)

Das Superpositionsprinzip besagt hierbei, dass es keine Interaktion zwischen den verschiedenen Zuständen gibt.

Gesucht ist nun die eigentliche Form von . Diese ist abhängig von der gewählten Stimulationsart. Für die optisch Stimulation kann mit

p1=m und HE=1γ

)()( HH EEp σΦ ⋅= (17)

geschrieben werden. Mit )( HEσ wird dabei der Wechselwirkungsquerschnitt der Stimulationsphotonen mit den Hafttermen der Energie bezeichnet. HE Φ stellt die einfallende optische Stimulationsintensität dar. Die Zeitabhängigkeit wird im Allgemeinen über die Stimulationsintensität eingeführt. Im Wesentlichen existieren drei verschiedene Modi der Stimulation die in Tabelle 1 dargestellt werden.

21


Tabelle 1: Stimulationsarten der OSL

Stimulationsart Abkürzung Stimulationsintensität continuous wave CW‐OSL 0)( ΦΦ =t

linear modulated LM‐OSL tt ⋅+= βΦΦ 0)( mit tddΦβ =

pulsed pOSL⎩⎨⎧

+≤≤++≤≤

=τ

ΦΦ

00

000

ΔΔ

)(tttttttt

t0

Bei der CW‐OSL wird über die Stimulationszeit einer konstanten Intensität 0Φ beleuchtet, während sie bei der LM‐OSL linear mit β ansteigt. Bei der pOSL schließlich wird mit Lichtimpulsen der Breite und der Periode tΔ ι stimuliert. Alle drei genannten Arten sind in Abbildung 8 mit ihren jeweiligen charakteristischen Abklingkurven (große Fenster) dargestellt.

Abbildung 8: Stimulationsarten der OSL mit Abklingkurven nach [17]

Das One‐Trap‐Modell

Die einfachste mathematische Beschreibung des Abklingverhaltens der OSL stellt das „one‐trap/one‐center‐model“ dar. Hier wird nach MCKEEVER [18] der Transport der Ladungsträger zwischen den Energieniveaus nur durch einen Haft‐ und einen Aktivatorterm (center), sowie dem Valenz‐ und Leitungsband dargestellt (Abbildung 9).

22


Für eine allgemeinere und komplexere Betrachtung können weitere Terme hinzugefügt werden.

Abbildung 9: Schematische Darstellung des One‐Trap‐Modells nach [16]

Im Grundzustand besagt die Ladungsneutralität, dass die Konzentration der Elektronen im Haftterm und im Leitungsband gleich der Konzentration der Löcher im Aktivatorterm und im Valenzband ist, es gilt somit

n cnm vm

.cv nnmm +=+ (18)

Bei einer Bestrahlung werden die Ladungsträger so transportiert, dass und im thermischen Gleichgewicht zum Zeitpunkt

0== vc mn00 mn = 0=t gilt. Wird zur weiteren

Vereinfachung zugelassen, dass während der Stimulation keine Elektronen aus dem Valenzband in die Aktivatorterme angeregt werden, gilt zu jeder Zeit t mnn =+c . Somit lässt sich für den zeitlichen Verlauf der Ladungsträgerkonzentrationen während der Stimulation die Beziehung

tn

tm

tn

dd

dd

dd c −= (19)

angeben. Dieses lässt sich in geeigneter Form umformen. Mit der Rekombinationswahrscheinlichkeit wird der erste Term zu mA

,dd c

c τn

mAntm

m =⋅⋅= (20)

wobei τ die mittlere Zeitspanne der Elektronen bis zur Rekombination bezeichnet.

Mit Einführung der konstanten Stimulationsrate p (vgl. Gl. (17)), der Konzentration aller Verfügbaren Haftterme und der Einfangwahrscheinlichkeit N A der Elektronen in Haftterme kann der zweite Term dann als

23


)(dd

c nNAnnptn

−⋅−= (21)

geschrieben werden.

Unter der Annahme der „quasistationären“ Besetzung des Leitungsbandes, d.h.

tmtntn dd,dddd C << und

mnn ,c << (22)

vereinfacht sich (19) zu

.dd

dd

tn

tm= (23)

Eine weitere Vereinfachung ist die Verwendung des als Kinetik 1. Ordnung bezeichneten Prinzips. Diese beruht auf der Vernachlässigung des „retrappings“, d.h. des Wiedereinfangs der stimulierten Elektronen in die Haftterme. Dadurch gilt dann

und somit für die Intensität mAnnpnNAn ⋅⋅<<−⋅ cc ,)( I der OSL mit (13) und (15)

.dd

dd)( np

tn

tmtI =−=−= (24)

Diese einfache Differentialgleichung lässt sich mit der Anfangsbedingung zu pntI 00 == )(

tppntI −⋅⋅= e)( 0 (25)

lösen. Im Falle der CW‐OSL ( const=p ) und unter Verwendung der Abklingkonstanten lässt sich dieses weiter zu 1−= ppτ

,e)( p0

τt

ItI−

⋅= (26)

mit , vereinfachen. Die OSL‐Intensität stellt sich also mit diesen Einschränkungen als exponentiell abfallenden Funktion mit Anfangsintensität zum Zeitpunkt dar. Dabei hängt sie ausschließlich von der Stimulationsrate

pnI ⋅= 00

0I0=t

)()( HH EEp σΦ ⋅= ab, d.h. bei größerer Stimulationsintensität ergibt sich eine höhere Anfangsintensität, die jedoch schnell abklingt. Das gesamte über die Messzeit integrierte Signal bleibt aber unabhängig von p konstant.

Dieses simple Modell mit den getroffenen Vereinbarungen kann aber nur im Groben die realen Abklingkurven beschreiben. Im Experiment zeigt sich, dass die gewonnenen Werte zum Teil stark von den durch die Theorie gegebenen unterscheidet. Dies liegt zum großen Teil an der Verwendung der Kinematik 1. Ordnung. Unter Berücksichtigung dieser Tatsache lässt sich eine genauere Beschreibung der Abklingkurven durch Verwendung einer gestreckten Exponentialfunktion

24


βτ )(

0 e)( ptItI −⋅= (27)

mit 10 << β angeben [19]. Weitere Verbesserungen der theoretischen Abklingkurve konnten durch Betrachtung mehrerer Aktivator‐ und Hafttermtypen erreicht werden [20]. Die Erweiterungen der verwendeten Modelle führen zu einer komplexeren mathematischen Darstellung und lässt nur noch numerische Lösungen der Differentialgleichungen zu.

Einfluss der Lichtabsorption im Detektor

Licht erfährt beim Durchgang von Materie eine Schwächung der Intensität, die sich durch das LAMBERT‐BEER‐Gesetz

,e)(),( )(0

xIxI ⋅−⋅= λμλλ (28)

beschreiben lässt. So wird die Ausgangsintensität )(λ0I mit der Eindringtiefe x im Medium exponentiell geschwächt. Der Extinktionskoeffizient )(λμ ist dabei ein material‐ und energieabhängiger Faktor. Da bei der OSL Dosimetrie von einer Seite stimuliert und von der gleichen oder gegenüberliegenden Seite gemessen wird, muss die Absorption des Stimulations‐ und Lumineszenzlichts berücksichtigt werden. Für die Stimulationsrate im Medium gilt dann

xpxpp ⋅−⋅== Se)( 0μ (29)

mit der Ausgangsrate an der Detektoroberfläche (0p 0=x ). Ein ähnlicher Zusammenhang gilt dann für die Intensität des emittierten Lichts. Bei der Messung auf der gegenüberliegenden Seite eines Detektors der Dicke d folgt

.e )(0

E xdxII −⋅−⋅= μ (30)

Erfolgt die OSL‐Messung auf der Stimulationsseite gilt entsprechend

.e E0

xµxII ⋅−⋅= (31)

Somit lässt sich mit Einführung einer dosis‐ und tiefenabhängigen Amplitudenparameter 00),( pIxDA = unter Verwendung von Gleichung (25) für die OSL‐Intensität

xptxdxpxDAtxI⋅−⋅⋅−−⋅−⋅− ⋅⋅⋅⋅=

s0ES e)(

0 eee),(),(μμμ (32)

angeben. Die Integration dieser Gleichung über die Detektordicke ergibt eine theoretische Form der Abklingkurve. Da in diesem Falle wieder vom „One‐Trap‐Modell“ ausgegangen wurde, sind sich auch hier die oben beschriebenen Abweichungen zu realen Abklingkurven zu beobachten. Bessere Approximationen lassen sich wieder durch Einführung mehrerer Haft‐ und Aktivatortermarten erzielen.

25

3 Material und Methoden

Es existiert kein exaktes Modell welches die Abklingkurven genau beschreibt, es lassen sich jedoch mit den gezeigten Methoden anwendbare Näherungen herleiten.


3.1 Dosimetermaterial

Als Dosimeter kommt Berylliumoxid (BeO) in gepresster und gesinterter Form zum Einsatz. Es werden quadratische Chips (4,7 x 4,7 mm) mit einer Dicke von 0,5 mm der Firma Brush Wellman Inc. verwendet, die auf einer Karte aus Kunststoff eingebettet und in einer lichtdichten Umhüllung aus dem gleichen Material eingeschoben sind (vgl. Abbildung 10).

Abbildung 10: Berylliumoxiddetekoren in Kunststoffumhüllung

Berylliumoxid in Pulverform ist ein giftiger Stoff, weshalb es weltweit recht wenige Firmen gibt, die sich mit dessen Herstellung befassen. In gesinterter Form als Keramik jedoch ist es gesundheitlich unbedenklich und ist aufgrund seiner hohen Wärmeleitfähigkeit, dem hohen dielektrischen Widerstand und seiner mechanischen Stabilität ein vielfach verwendetes Material in der Elektronikindustrie.

26


Tabelle 2: Wichtige Eigenschaften von BeO [21]

Dichte 2,85‐2,92 3g/cm Wärmeleitfähigkeit 280‐290 W/mK

Dielektrizitätskonstante (1MHz) 6,64 Spezifischer Widerstand 4,5 1310⋅ m Ω

Schmelztemperatur 2575 Co [22] Effektive Kernladungszahl 7,14 [11]

Aufgrund dieser Eigenschaften und seiner guten Gewebeäquivalenz ( für Gewebe ungefähr 7,42) eignet sich Berylliumoxid besonders für die Personendosimetrie.

effZ

Die ersten Untersuchungen bezüglich der Verwendbarkeit von BeO für die OSL erfolgten durch BULUR und GÖKSU [9] 1998. Sie beobachteten, dass das Material im Wellenlängenbereich von 420 nm bis 550 nm eine hohe Stimulationsempfindlichkeit mit einem Maximum bei 435 nm aufweist (Abbildung 11). Somit lassen sich mit blauem Licht optimale Ergebnisse erzielen. Weiterhin wurde das Maximum der Emissionsspektrum um 340 nm ermittelt, wobei keine näheren Informationen über dessen Form erlangt werden konnte.

Abbildung 11: Stimulationsspektrum der OSL von BeO nach [9]

Die im Jahr 2000 begonnenen Untersuchungen der AG Strahlungsphysik der TU Dresden verfolgten das Ziel einer weiteren dosimetrischen Charakterisierung von Berylliumoxid. So begann nach verschiedenen Test mit unterschiedlichen Detektorformen ab dem Jahre 2003 die Entwicklung des Dosimetersystems „BeOmax“.

27


Hierbei werden BeO‐Tabletten („ThermolaxTM995“, Brush Wellman Inc.) im cw‐Verfahren mit Licht der Wellenlänge =Sλ 455 nm stimuliert, wodurch Lumineszenzlicht der mittleren Wellenlänge =Eλ 325 nm emittiert wird [23]. Mit diesem System lassen sich Energiedosen in den Nachweisgrenzen von 2 µGy bis

= 100 Gy bestimmen. Dabei liegt der Bereich der linearen Dosisabhängigkeit zwischen 5 µGy und 5 Gy, höhere Dosen lassen sich mittels einer Sättigungsfunktion ermitteln. Die relative Messunsicherheit liegt bei 3 %. Der Signalverlust bei der Lagerung der Detektoren lässt sich auf 6 % in den ersten Stunden und nochmals 1 % nach 6 Monaten angeben. Weiterhin wurde das System auf den Bereich der ortsaufgelösten Dosimetrie [24,25] angewendet, sowie Versuche mit gepulster Stimulation vorgenommen [26].

=minDmaxD

3.2 Geräteentwicklung

Bei dem in der Arbeitsgruppe Strahlungsphysik entwickelten „BeOmax“‐System handelt es sich um ein auf der Durchlichtstimulation basierendem Auswerteverfahren. Das heißt der Detektor wird von einer Seite beleuchtet und das Lumineszenzlicht von der gegenüberliegenden Seite registriert. Somit werden aufgrund der Lichtabsorption im BeO die der Stimulationsseite nahen Schichten stärker stimuliert als diejenigen auf der Detektionsseite, wodurch einseitig stärkeres Lumineszenzlicht erzeugt wird. Da jedoch das emittierte Licht eine größere Materialschicht zur Detektionseinheit durchqueren muss und die Absorption das Stimulations‐ sowie Emissionslicht einer in etwa gleicher Schwächung unterliegt ( [16] und [23]), wird (bei einem homogenen Dosisverlauf innerhalb des Materials) eine ausgleichende Wirkung erzielt. Hierdurch wird die Dosis welche im gesamten Detektorvolumen appliziert wurde ausgelesen. Zur Ermittlung einer Oberflächendosis, welche durch schwach durchdringende Strahlung erzeugt wird ist diese Methode weniger geeignet. Dieses soll durch ein Verfahren erzielt werden, welches je gleichzeitig auf einer Detektorseite stimuliert sowie das OSL‐Signal registriert und im Folgenden näher beschrieben wird.

1mm52 −= ,Sµ1mm72 −= ,Eµ

BeOmax‐Auswerteeinheit

Die Messapparatur ist auf der Basis des BeOmax‐Systems, bestehend aus Auswertegerät und Software, aufgebaut. So befindet sich die gesamte Messelektronik sowie die optischen Bestandteile innerhalb eines Metallgehäuses, welches an der Rückseite einen Netz‐ und einen Datenanschluss (USB) besitzt. Das Dosimeter wird mittels eines Schiebers in das Gerät eingebracht (vgl. Abbildung 12). Durch eine in den Schieber implementierte Mechanik wird die das BeO beinhaltende Karte aus der Dosimeterhülle herausgezogen und befindet sich dann in der Endposition bereit zum Messbeginn.

28


Abbildung 12: BeO‐Dosimeter in Schieber im Metallgehäuse

Auflichtstimulation mit verzweigten optischen Fasern

Die Stimulation und Detektion findet unter Verwendung von lichtleitenden Faserbündeln statt. In Abbildung 13 ist eine Seite mit allen Bauteilen schematisch dargestellt.

Der Lichttransport erfolgt durch insgesamt sieben zu einem Bündel gefassten 600 µm Fasern von ThorLabs mit einer numerischen Apertur von 0,48, das heißt einem Öffnungswinkel von etwa 57°. Der Aufbau ist dabei so gewählt, dass eine zentrale Faser an der Dosimeterseite von den sechs anderen kranzförmig umgeben ist. Im weiteren Verlauf wird das Bündel in einen Stimulations‐ bzw. einen Detektionszweig separiert. Welche Fasernkonfiguration für welchen Zweig die geeignetere Wahl ist, wird experimentell ermittelt und ist Gegenstand dieser Arbeit. Einerseits kann wie in Abbildung 13 mit sechs Fasern beleuchtet und mit einer detektiert werden. Es ist jedoch ebenso möglich die Faserenden zu vertauschen. Die drei Bündelenden münden jeweils in genormte aufschraubbaren Stecker (SMA905). Das Bündel in der dargestellten Form wurde durch die Firma RoMack Inc. montiert.

29


Abbildung 13: Schematischer Messanordnung (gegenüberliegende Seite analog)

Stimuliert wird mittels einer Hochleistungs‐LED von Luxeon mit der mittleren Wellenlänge von 450 nm [27]. Vor der Einkopplung in die Fasern wird das Spektrum durch einen Bandpassfilter BG39 von Schott auf einen Bereich von 300 nm bis 730 nm [28] eingegrenzt. Zusätzliche Absorptionsfolien filtern UV‐Anteile kleiner als 320 nm heraus. LED und Filter befinden sich dabei in einem Aluminiumgehäuse, welches über einen Stutzen am Deckel mit dem Faserbündel verbunden werden kann.

Im Detektionszweig wird das OSL‐Signal über einen Bandpassfilter DUG 11x [29] von Schott dem Photosensormodul (PSM) von Hamamatsu H5784‐03 [30], bestehend aus einem Photosekundärelektronenvervielfacher, einer Hochspannungsversorgung, sowie einem Vorverstärker, zugeführt. Dessen spektrale Empfindlichkeit erstreckt sich von 185 nm bis 650 nm, die mittlere Wellenlänge des OSL‐Lichts (340 nm) liegt knapp unterhalb der maximalen Empfindlichkeit von 420 nm. Der Breitbandfilter DUG 11x dient der Abschirmung von eventuell in den Detektionszweig eingestreuten Stimulationslicht.

Es befindet sich über und unter dem Dosimeter eine am Schieberträger befestigte Scheibe, welche ähnlich den LED‐Gehäusen über einen Stutzen verfügen an dem die Stecker der Faserbündel angeschraubt werden können. So befinden sich die

30


Faserenden jeweils ca. 6 mm über bzw. unter dem BeO‐Chip. Dieses ist der durch die Bauweise des Schiebersystems minimale Abstand der Faserenden zum BeO, der auf beiden Seiten in diesem Fall realisiert werden kann. Gleichzeitig ist jedoch dadurch gesichert, dass das Berylliumoxid in seiner gesamten Fläche stimuliert wird. Andererseits müssen dafür relativ lange Lichtlaufwege in hingenommen werden. Dieses wirkt sich nachteilig auf die Signalausbeute aus und erhöht die untere Nachweisgrenze.

Auswerteelektronik

Die elektronischen Komponenten der Messapparatur besteht aus einer LED‐Steuerung, eine Verstärkerschaltung für die Signale des PSM und einem 12bit Analog‐Digital‐Wandler (ADC) NI USB‐6009 von National Instruments zusammen.

Die LED kann über den ADC und der PC‐Software mit einer Stromstärke von bis zu 350 mA betrieben werden, wobei eine maximale Lichtleistung von 175 mW (1 W elektrisch) erzielt wird.

Die Messsignale der Photosensormodule werden zur Aufbereitung über eine dreistufige Verstärkerkaskade dem ADC zugeführt. Der negative Spannungsoffset des Vorverstärkers wird in der ersten Stufe kompensiert und in den positiven Bereich verschoben. Die beiden nächsten Stufen verstärken das Signal jeweils um den Faktor 20 (Abbildung 14). Der ADC tastet die Signale mit einer Rate von 1000 s‐1 ab, wobei über jeweils 100 dieser Werte gemittelt wird. Von dem Auswerteprogramm wird daher alle 100 ms ein Wert pro Kanal registriert. Ebenfalls werden über den ADC wichtige Geräteparameter wie PSEV‐Spannung, LED‐Strom usw. geliefert, welche mittels dem Auswerteprogramm ausgelesen und überprüft werden können.

Je nach applizierter Dosis kann es zu einer Sättigung kommen, das heißt die maximale Spannung in einem Kanal wird überschritten. Der ADC gibt in diesem Falle nur den Wert der Maximalspannung aus. Die Software ist so programmiert, dass sie automatisch die höchste, nicht gesättigte Verstärkerstufe zur Messwerterzeugung verwendet. So ist die Dosismessung über mehrere Großenordnungen ohne manuelle Messbereichsjustierung möglich.

31


Abbildung 14: Prinzip der Verstärkerstufen nach [31]

3.3 Messwerterzeugung

Für den Messbetrieb stehen diverse Stimulations‐ und Auswertemodi zur Verfügung, deren Eigenschaften im Folgenden charakterisiert werden. Die im vorhergehenden Abschnitt beschriebene Auflichtstimulation kann, durch den symmetrischen optischen Messaufbau begünstigt, jedoch auch mit dem Prinzip der Durchlichtstimulation kombiniert werden. So ist es möglich, dass das Stimulationslicht auf der einen Seite gleichzeitig zur Detektion auf der anderen Seite mit verwendet wird. Wird so z.B. oberseitig stimuliert, kann auch durch die beiden angebrachten Faserbündel beidseitig gemessen werden. Selbstverständlich ist auch ein reiner Durchlichtstimulationsbetrieb möglich.

Da das verwendete Messverfahren auf der BeOmax‐Auswerteeinheit basiert, welche für nur jeweils eine Stimulations‐ und Detektionseinheit konzipiert ist, ist das gleichzeitige Messen mit zwei PSM im Rahmen dieser Arbeit nicht anwendbar. Diese Messungen wurden deshalb nacheinander mit geringen Messzeiten durchgeführt, sodass die auf den Detektoren gespeicherten Signale nicht sehr stark abklingen. Dadurch konnten gleichartige Bedingungen sowie Dosimetereigenschaften für jeden Messzyklus angenähert werden.

Vor jeder Messung wird das Nullsignal des Detektors bestimmt, d.h. jenes Signal, welches ein leerer Detektor dennoch während der Stimulation erzeugt. Dieses entspricht einem Offset der bei der späteren Berechnung der Dosis vom Programm korrigiert wird.

32

4 Messungen und Ergebnisse

Jede Messung erfolgt in zwei Phasen, die Bestimmung des Untergrundsignals ohne Stimulation sowie die Stimulationsphase mit Ermittlung der OSL. Durch Abzug des Untergrunds können mögliche Schwankungen des Verstärkeroffsets und der elektronischen Signale ausgeglichen werden. Typischerweise erfolgt die Untergrundmessung jeweils 5 s vor und nach der eigentlichen OSL‐Messung. Diese Messwerte werden jeweils für jeden der Kanäle gemittelt, so stehen für jede Untergrundkorrektur aktuelle Werte für alle drei Messkanäle zur Verfügung.

Für die eigentlichen OSL‐Messungen stehen verschiedene Stimulationsmodi zur Verfügung. So wird üblicherweise 20 s lang beleuchtet, wobei bei Bedarf auch 60 s Beleuchtungszeit gewählt werden kann. Das Signal kling je nach Faserkonfiguration auf 30% bis 70% des Ausgangsignals ab, sodass auf dem Dosimeter eine Restladung verbleibt, die für Nachmessungen genutzt werden kann. Bei den Kurzeitmessungen für die beidseitigen Auswertungen wird nur 4 s stimuliert. Das Signal fällt dabei auf etwa 95% der Anfangsintensität ab, wodurch der Detektor bei der nachfolgenden Messung in guter Näherung als gleich angesehen werden kann. Die Untergrundbestimmung beschränkt sich in diesem Falle auf 1 s vor der OSL‐Messung.

Der Messwert, im Programm „Lichtsumme“ genannt, wird nach der Untergrundkorrektur durch die Integration der Signale über die Stimulationszeit erzeugt. Dazu werden für jeden einzelnen Kanal die Integrale berechnet und entschieden, welcher für die Messwerterzeugung im Bezug auf die beschriebene Sättigung am besten geeignet ist. Abschließend wird das gewählte Integral über die festgelegten Verstärkungsfaktoren auf den Wert des zweiten Kanals umgerechnet.


4.1 OSL‐Signal

Die ersten Messungen erfolgten zur qualitativen Abschätzung der Stimulations‐ sowie Emissionslichtausbeute der beiden möglichen Faserkonfigurationen. Dazu wurde ein BeO‐Dosimeter jeweils 15 Minuten von einer Seite mit einer 90Sr ‐ Quelle bestrahlt und danach über 60 Sekunden von oben ausgewertet. Die LED zur Erzeugung des Stimulationslichtes wurde in allen Fällen mit 350 mA betrieben. Dabei erfolgte die Stimulation entweder mit den sechs Kranzfasern (6+1 Konfiguration) oder mit der Zentralfaser (1+6). Die gemessenen Abklingkurven sind in Abbildung 15 dargestellt.

33


0 10 20 30 40 50 600

10

20

30

40

50

60

70

80

90

S

t

6+1 Fasern 1+6 Fasern

mV

s

Abbildung 15: Abklingkurven beider Faserkonfigurationen von der oberen Seite

Die Unterschiede der Signalstärken und Abklingverhalten der verschiedenen Konfigurationen sind deutlich zu erkennen. Bei der Detektion mit den sechs Kranzfasern wird eine deutlich höhere Emissionslichtausbeute erreicht, wobei das Signal langsamer abklingt. Bei Verwendung von nur einer Detektionsfasern werden kleinere Lichtsummen registriert wobei aufgrund der stärkeren Stimulation das Abklingen schneller erfolgt. Bei der Untersuchung stellte sich heraus dass durch Verwendung einer einzelnen Stimulationsfaser nur eine inhomogene Beleuchtung des BeO‐Chips erreicht werden konnte. So entsteht in der Mitte ein kreisrunder Bereich hoher Intensität der von einem Gebiet geringerer Stärke umgeben ist, welcher zudem nicht die gesamte Fläche ausleuchtet. Die Beleuchtung mit sechs Fasern ließen nach rein optischer Überprüfung keine Inhomogenitäten erkennen, sodass diese Faserkombination für weitere Messungen favorisiert wird.

Die gleiche Bestrahlungsmethode wurde zudem für eine Auswertung von der unteren Seite durchgeführt. Die gemessenen Abklingkurven sind in Abbildung 16 dargestellt.

34


0 10 20 30 40 50 600

10

20

30

40

50

S

t

6+1 1+6

mV

s

Abbildung 16: Abklingkurven beider Faserkonfigurationen gemessen von unten

Wie im ersten Fall der Bestrahlung von der oberen Seite werden die gleichen Abklingverhalten der unterschiedlichen Faserkonfigurationen beobachtet. Des Weiteren wurde aus dieser Position nur halb so große Lichtsummen gemessen. Dies ist durch die Asymmetrie der Messanordnung zu erklären. Die unteren Faserenden konnten nicht so genau ausgerichtet werden, wodurch nicht die gesamte BeO‐Fläche ausgeleuchtet und ausgewertet wird. Bedingt durch die feste Position der Fasern konnte dieser Nachteil jedoch nicht vermieden werden ohne den korrekten Sitz des oberen Bündels zu beeinträchtigen. Es wurde daher auf weitere Messungen von unten verzichtet. Um die zweiseitige Auswertung zu „simulieren werden bei den jeweiligen Messreihen die Detektoren nacheinander von je einer Seite bestrahlt und die Auswertung nur durch das obere Faserbündel durchgeführt. Somit wird der Charakter der zweiseitigen Auswertung beibehalten und eine konstante Detektionsempfindlichkeit garantiert.

4.2 Untergrundsignal, Ansprechvermögen und untere Nachweisgrenze

Die im vorhergehenden Abschnitt beschriebenen Messungen dienten hauptsächlich einer ersten qualitativen Einschätzung der Messapparatur. Im Folgenden werden deshalb insbesondere die dosimetrischen Eigenschaften quantitativ bestimmt.

35


Untergrund und Ansprechvermögen

Als Untergrund wird jenes Messsignal bezeichnet, welches bei der Auswertung eines unbestrahlter Detektor detektiert wird. Der ermittelte Wert stellt einen systembedingten Offset dar, der bei der späteren Dosisbestimmung korrigiert werden muss. Die Schwankung dieses Offsets hat Einfluss auf die Messgenauigkeit des Systems und hauptsächlich auf die untere Nachweisgrenze.

US

1 2 3 40,0

0,1

0,2

0,3

0,4

0,5

0,6

0,7

SU

Det.-Nr.

mVs

Abbildung 17: Mittelwerte des Untergrunds für vier Detektoren (1σ Unsicherheit)

Für die Messung wurden vier Detektoren zunächst fünf Minuten ausgeleuchtet und danach jeweils 10 mal mit einer Messzeit von 20 Sekunden ausgewertet. Die Mittelwerte dieser Auswertungen sind mit der einfachen Standardabweichung sind in Abbildung 17 dargestellt. Es ist zu erkennen, dass sich die Nullsignale der Detektoren alle in einem ähnlichem Bereich zwischen 0,18 und 0,3 mVs variieren. Jedoch weichen die Messwerte um bis zu 80 % vom eigentlichen Wert ab. Dieses Verhalten wird durch Positionierungsungenauigkeiten verursacht. Der von Hand bearbeitete Schieber auf dem das Dosimeter der Messposition zugeführt und durch dessen Mechanik geöffnet wird, verfügt über keinerlei Arretierung, die in an Ort und Stelle hält. Dadurch befindet sich das Dosimeter nach dem Einschieben nicht immer an exakt der gleichen Position, wodurch Fehler bei der Messung erzeugt werden. Des Weiteren führen Erschütterungen des Gehäuses wiederum zu den genannten Positionsungenauigkeiten.

36


Das Ansprechvermögen

DSS

DS Ukorr −

==ε (33)

beschreibt die gemessene korrigierte Lichtsumme , d.h. die gemessene Lichtsumme abzüglich des Untergrundsignals , pro applizierter Dosis und ist somit ein Maß für die Empfindlichkeit des Detektors sowie des Messsystems. Zu dessen Bestimmung wurden die selben vier Detektoren aus dem letzten Abschnitt je 10 mal für 10 Minuten mit einer

rkorSS US D

90Sr‐Quelle bestrahlt. Die dadurch applizierte Dosis betrug mGy. Die Auswertungen erfolgten jeweils wieder über 20 Sekunden, wobei nach jeder Messungen die Detektoren fünf Minuten ausgeleuchtet wurden.

),,( 080951 ±=D

1 2 3 40,0

0,5

1,0

1,5

2,0

2,5

ε

Det.-Nr.

VsGy

Abbildung 18: Ansprechvermögen für vier Detektoren jeweils gemittelt über 10 Werte

Die in Abbildung 18 dargestellten gemittelten Ansprechvermögen der Detektoren variieren auf ähnlichem Niveau zwischen 1,2 und 1,8 GyVs . Für die vier Detektoren wurden jedoch relative große Schwankungen bezüglich des Messsignals und des Untergrunds beobachtet, welche die Unsicherheiten verursachen. Da alle Detektoren unterschiedliche Empfindlichkeiten aufweisen, ist es notwendig jeden einzeln zu Kalibrieren und in regelmäßigen Abständen das Untergrundsignal zu bestimmen, damit eine spätere Dosisbestimmung mit der größtmöglichen Genauigkeit möglich ist.

37


Nachweisgrenze

Die Bestimmung der unteren Nachweisgrenze erfolgt gemäß [32] über die vierfache Standardabweichung der Nulleffektmessung mit dem Ansprechvermögen

minDε

durch

.min εσ⋅

=4D (34)

Diese Nachweisgrenzen für die vier Detektoren sind in Abbildung 19 dargestellt. Zusätzlich wurde zum Vergleich der auf einen Monat umgerechnete Grenzwert für die jährlich Handdosis von 50 mSv für nicht beruflich strahlenexponierte Personen angegeben.

1 2 3 4 50,01

0,1

1

10

Dmin

Det.-Nr.

mGy

Abbildung 19: Untere Nachweisgrenze von fünf Detektoren mit eingezeichneten Grenzwert der Haut‐und Handdosis für die restliche Bevölkerung

Die Messwerte variieren je nach Detektorempfindlichkeit zwischen 0,29 und 0,42 mGy. Da die Schwankungen des Untergrunds vor allem auf das Messsystem zurückzuführen sind, wird angenommen, dass auch BeO‐Chips anderer Herstellungsserien ähnliche Detektorempfindlichkeiten besitzen. Daher ist es gerechtfertigt die Nachweisgrenze stets kleiner als 1 mGy abzuschätzen. Das beschriebene System ist deshalb als geeignet in Bezug auf die Grenzwerteinhaltung anzusehen.

38


4.3 Reproduzierbarkeit und Mehrfachauswertung

Um eine genaue und konstante Dosisbestimmung zu garantieren, ist es notwendig, dass das Messsystem gleiche Messergebnisse reproduziert. Zur Überprüfung wurden die bereits verwendeten vier Detektoren je 10 mal dem Zyklus Bestrahlung‐Auswertung‐Löschung des Restsignals unterworfen. Die Bestrahlung erfolgte dabei wieder über 10 Minuten mit der 90Sr‐Quelle mit einer Dosis von

mGy. Anschließend wurde 20 Sekunden gemessen und danach 5 Minuten ausgeleuchtet. Die Ergebnisse für einen einzelnen Detektor sind in

),,( 080951 ±=DAbbildung

20, die gemittelten Ergebnisse aller Detektoren in Abbildung 21 dargestellt.

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 110

1

2

3

4

5

S

N

mVs

Abbildung 20: Reproduzierbarkeit für einen Detektor

Die Messungen eines Detektors, ergeben im Mittel mit den Schwankungen einen Wert von mVs. Dieses entspricht einer mittleren Abweichung von 11 %. Es ist zu erkennen, dass es bei den Ergebnissen zu erheblichen Abweichungen vom Mittelwert kommt. Diese verursachen die hohe relative Messunsicherheit. Bei dem verwendeten BeOmax‐System ist eine Messgenauigkeiten von 2 % erreicht worden, wodurch noch großes Verbesserungspotential für die betrachtete Methode besteht.

),,( 380513 ±=S

Des Weiteren zeigen die Signale nach mehrfachen Bestrahlungen keine eindeutige Tendenz zu größeren oder kleineren Werten , sodass von einer Beeinflussung der dosimetrischen Eigenschaften durch die Bestrahlungen nicht ausgegangen werden kann. Bekannte Effekte sind nur die Beeinträchtigungen durch hohen Lebenszeitdosen

39


auf die Genauigkeit der Messung kleinerer Dosen, welche aber im Rahmen dieser Arbeit nicht untersucht worden.

1 2 3 40

1

2

3

4

5

S

Det.-Nr.

mVs

Abbildung 21: Reproduzierbarkeit der Messung für vier Detektoren

Die Mittelung über alle Messungen für vier Detektoren ergeben ein den unterschiedlichen Ansprechvermögen entsprechendes Bild. Es zeigt sich, dass die relative Messunsicherheit im Mittel mit 18 % höher als die des einzelnen Detektors liegt. Dieses ist durch die noch stärkeren Schwankungen der der einzelnen Messungen zu erklären. Diese sind zum einen durch die gleiche Ursache wie die Schwankungen bei der Untergrundbestimmung begründet. Zum anderen entsteht ein weiterer Unsicherheitsfaktor durch die Bestrahlung, welche von Hand gestartet und gestoppt wurde.

Mehrfachauswertungen

Ein Aspekt der Dosisbestimmung via OSL ist die Mehrfachauswertung. Da nach jeder Messung ein Restsignal auf dem Detektor verbleibt, können auch danach noch weitere Kontrollmessungen erfolgen. Bei bekannter Anzahl der vorhergegangenen Messungen und des Signalverlust nach jeder kann auf die ursprünglich ermittelte Dosis rückgeschlossen werden. Zur Bestimmung des Signalverlustes wurde ein einmal bestrahlter Detektor fünfmal nacheinander für 20 und 60 Sekunden ausgewertet ohne ihn zwischenzeitlich zu leeren. Diese Messungen wurden zehn (20 s Auswertung) bzw. fünf (60 s Auswertung) mal wiederholt. Die Ergebnisse sind in Abbildung 22 dargestellt.

40


1 2 3 4 50,0

0,2

0,4

0,6

0,8

1,0

1,2 20 s Auswertung 60 s Auswertung

S/S1

N

w.E.

Abbildung 22: Signalverlust S/S1 nach N Messungen

Nach der 20 s Auswertung jeweils ein größeres Restsignal auf dem Detektor verbleibt als bei der längeren Auswertezeit. Nach der ersten Auswertung befindet sich nach 20 s Stimulationszeit noch etwa 66 % des Signals auf dem Detektor. Das Signal fällt innerhalb von 5 Durchgängen auf knapp unter 30 % des ursprünglichen Wertes ab. Bei der 60 s Auswertung ist dies schon nach einer Messung der Fall und nach 5 Auswertungen sind rund 95 % des gespeicherten Signals gelöscht.

4.4 Dosischarakteristik

Die Dosischarakteristik des Messsystems sowie des Detektormaterials sollte für eine zuverlässige Dosisermittlung einen weitgehend linearen Zusammenhang zwischen applizierter Dosis und Messeffekt aufweisen. Zu diesem Zwecke wurde für einen relativ kleinen Dosisbereich von 0,1 bis 10 mGy die Dosischarakteristik für einen Detektor aufgenommen. Die Bestrahlung erfolgte dabei mit der 90Sr‐Quelle mit einer Dosisleistung von

⋅

µGy/min. Die Ergebnisse sind in )( 8195±=D Abbildung 23 dargestellt. Die angezeigten Fehler resultieren dabei für die Dosis aus der systematischen Unsicherheit der Strahlungsquelle sowie die durch die manuelle Zeitnahme bei der Bestrahlung entstandenen Abweichungen. Die Messunsicherheit der ermittelten Lichtsumme entsprechen einer Standardabweichung.

41


0,05 0,1 1 10 200,1

1

10

30

Skorr

D

mVs

mGy

Abbildung 23: Dosischarakteristik bis 10 mGy

Die Dosischarakteristik folgt weitestgehend einem linearen Verlauf im betrachteten Messbereich. Die Abweichungen von der idealen Gerade resultieren dabei durch die beobachteten Schwankungen bei den Lichtsummenmessungen. Messungen für größere Dosisbereiche wurden im Rahmen dieser Arbeit nicht durchgeführt, da das Verhalten der Charakteristik im Hochdosisbereich schon hinreichend durch die Erkenntnisse aus der Entwicklung des BeOmax‐Systems [11] bekannt sind.

4.5 Nachweis niederenergetischer β‐Strahlung

Zur Messung der unterschiedlichen Lichtsummen bei der Bestrahlung von einer bestimmten Seite wurde neben der 90Sr‐Quelle mit 2282max =E keV eine 85Kr‐Quelle mit einer Maximalenergie von 687 keV (beides ‐Strahler) verwendet. Der Theorie zufolge sollte der Detektor nach der Bestrahlung mit der höheren Energie nur kleine Unterschiede in der Höhe der Dosis gegenüber der Quelle näheren zur quellfernen Seite aufweisen. Zur Überprüfung dieses Sachverhalts wurde das Dosimeter auf jeder Seite 30 Minuten mit

β

90Sr bestrahlt, danach vermessen und vor der nächsten Bestrahlung durch 5 Minuten langes Ausleuchten geleert. Die Auswertung erfolgte jeweils von der oberen Seite. Die Ergebnisse von je fünf aufeinanderfolgenden 20 s Auswertungen sind zusammengefügt in Abbildung 24 dargestellt.

42


0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 1000

10

20

30

40

50

60

70

80

90

100

S

t

oben unten

mV

s

Abbildung 24: Abklingkurven nach Bestrahlung mit 90Sr von zwei Seiten

Die Abklingkurven besitzen beide ähnlich hohe Anfangswerte und fallen gleich schnell ab. Es wurde aber ein Unterschied in der insgesamt aufgenommenen Lichtsumme gemessen. Die Auswertung des von unten bestrahlten Detektors ergibt eine um 28 % kleineren Wert als die des von oben bestrahlten. Somit geht durch die Messung hervor in welcher Orientierung der Detektor bezüglich der Quelle zur Zeit der Bestrahlung war. Dieser Effekt sollte umso stärker sein je niedriger die Energie der ‐Teilchen ist, welche die Dosis im Detektor verursachen.

β

Die Bestrahlung der Detektoren mit Krypton erfolgte mit der gleichen Vorgehensweise wie bei der Strontiumquelle. Die gemessenen Abklingkurven sind in Abbildung 25 dargestellt. Hier ist eine sehr große Diskrepanz der Lichtsummen der beiden Seiten zu beobachten. Die Lichtausbeute der von unten bestrahlten Seite beträgt hier 24 % der von oben bestrahlten. Die niederenergetischen Elektronen aus der 85Kr‐Quelle applizieren die Dosis nachdem sie die Kunststoffummantelung durchdrungen haben nur in den obersten Schichten des BeO‐Chips, welches sich in der Intensität der Abklingkurven widerspiegelt.

43


0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 1000

20

40

60

80

100

120

S

t

oben unten

mV

s

Abbildung 25: Abklingkurven nach Bestrahlung mit 85Kr von zwei Seiten

0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 1000

50

100

150

200

250

300

S

t

oben untenmV

s

Abbildung 26: Abklingkurven der blanken BeO‐Chips nach Bestrahlung mit 85Kr von zwei Seiten

44


Es ist davon auszugehen, dass ein Großteil der niederenergetischen Teilchen der Kryptonquelle bereits in der etwa 1 mm dicken Kunststoffhülle des Dosimeters absorbiert wird ohne zur Dosis beizutragen. Aus diesem Grund ist es notwendig bei der Detektion schwach durchdringender ‐Strahlung blanke, mit einem dünnen Farbfilter ausgestattete BeO‐Detektoren zu verwenden, um eine Unterschätzung der absorbierten Dosis zu vermeiden. Die Untersuchung der Tiefendosisverteilung mit nicht umschlossenen BeO‐Detektor ist daher in

β

Abbildung 26 dargestellt. Die Kunststoffkarte mit BeO‐Chip wurde daher ohne Hülle von beiden Seiten im gleichen Abstand wie bei der vorherigen Messung 2 min lang mit der Kryptonquelle bestrahlt. Es ist deutlich das größere Signal im Vergleich zum Versuch mit umschlossenen Dosimeter auszumachen. Mit Berücksichtigung der verkürzten Bestrahlungszeit ist hier eine um das 56‐fache höhere Lichtsumme ermittelt worden. Das bedeutet, dass weniger als 2 % der Elektronen den Detektor erreichen. Der Großteil wird in der Hülle absorbiert, wodurch es zu einer großen Unterschätzung der tatsächlich applizierten Dosis kommt.

Es wird jedoch wieder die starke Abhängigkeit der Lichtausbeute von der ausgewerteten Detektorseite beobachtet. Die gemessene Lichtsumme der von unten exponierten Seite beträgt nur 49 % derjenigen, welche von oben bestrahlt wurde. Dieses Verhältnis ist größer als bei der Auswertung des umschlossenen Dosimeters, jedoch ist die Inhomogenität der Dosisverteilung innerhalb des Detektors noch gut zu beobachten.

Im Vergleich zur der in Abschnitt 2.3 diskutierten Simulation ergibt sich ein konsistentes Bild. Im wesentlichen trägt die in oberflächennahen Schichten deponierte Energie zur gemessenen Lichtsumme bei. Das vorhergesagte Verhältnis der Dosen aus den Schichten der bestrahlten und unbestrahlten Seite konnte durch die Messungen bestätigt werden.

4.6 Möglichkeiten zur Bestimmung der Oberflächendosis

Eigentliches Ziel ist es, aus den ermittelten Lichtsummen die Dosis in oberflächennahen Schichten zu bestimmen. Dazu muss ein Algorithmus für das Auswerteregime sowie die anschließende Werteberechnung entwickelt werden. Eine mögliche Vorgehensweise unter Ausnutzung der Auf‐ und Durchlichtstimulation wird im Folgenden dargestellt.

Zur Vorbereitung eines neuen Detektors werden zunächst Kalibrierungsmessungen vorgenommen. Das heißt es wird der Untergrund für die Auswertung auf beiden Seiten sowie für die Durchlichtauswertung bestimmt. Danach erfolgt die Ermittelung der Ansprechvermögen dε der Durchlichtstimulation bzw. o/uε für die obere und untere Seite. Dazu müssen mehrere aufeinanderfolgende Messungen stattfinden, um die Kalibrierwerte für den Signalverlust bei mehrfacher Auswertung zu erhalten.

45


Die Auswertung und Dosisbestimmung kann nun folgendermaßen ablaufen:

Der bestrahlte Detektor wird zunächst von der oberen Seite stimuliert. Dabei wird gleichzeitig das Lumineszenzlicht auf beiden Seiten registriert. Durch den Untergrundabzug werden dann die Lichtsummen für die obere Seite sowie für den gesamten Detektor ermittelt. Darauf folgt die Messung von der unteren Seite. Die dabei ermittelte Lichtsumme muss gemäß den Kalibrierwerten für die zweite Auswertung korrigiert werden. Nach dem Untergrundabzug ist dann die korrigierte untere Lichtsumme bekannt. Die gesamte im Detektor applizierte Dosis kann dann beispielsweise durch die Beziehung

oS dS

∗uS

o

oges ε

SD = (35)

berechnet werden. Der gleiche Wert lässt sich aus den anderen Lichtsummen mit ihren entsprechenden Ansprechvermögen ermitteln. Der Abgleich aller so berechneten Werte kann zur Überprüfung der korrekten Messbedingungen verwendet werden. Aus dem Vergleich von und ist ersichtlich ob und in welchem Maße auf einer Seite eine größere Dosis appliziert wurde. Ist dies der Fall, kann aus dem Verhältnis

oS∗uS

ou SS ∗ auf die Dosisverteilung im Detektor geschlossen werden. Daraus sollte sich eine Beziehung abhängig von der Detektortiefe )(xf x finden lassen. Die Oberflächendosis ließe sich dann über die einfache Gleichung

ges)( DxfDx ⋅= (36)

berechnen. Für Krypton bestimmt sich dieser Wert aus den Simulationsdaten beispielsweise in 70 µm Tiefe zu . Ausgehend von den Messwerten auf beiden Seiten lässt sich also eine Approximation für die Tiefendosisverteilung finden, mit deren Hilfe die Dosis in einer bestimmten Materialschicht aus der Gesamtdosis ermittelt werden kann. Für genauere Aussagen müssen noch Daten aus Kalibrationsmessungen oder Simulationen mit anderen β‐Strahler gewonnen werden.

180,=f

Im Mittelpunkt der weiteren Entwicklung stehen neben der technischen Optimierung der Messapparatur zudem die Untersuchung des Einflusses anderer β‐Strahlung emittierender Nuklide. Von besonderem Interesse dabei ist die Abhängigkeit des Messeffekts bei Bestrahlung mit Quellen kleinerer Energie. Die aus weiterführenden Messungen gewonnen Erkenntnisse sollten zu einer umfassenden Datenbank beitragen, wodurch die Oberflächendosen für verschiedene β‐Strahler ermittelbar werden können.

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5 Zusammenfassung und Ausblick


Das von der AG Strahlungsphysik in den letzten Jahren entwickelte Dosimetriesystem auf Basis der optisch stimulierten Lumineszenz von Berylliumoxid, „BeOmax“, stellt ein leitungsfähiges System zur Dosimetrie von Photonenstrahlung dar [10,11]. Jedoch stößt dieses System bei der Messung niederenergetischer ‐Strahlung klar an seine Grenzen. So wird diese Strahlungsart im Detektor sehr stark geschwächt, wodurch eine Unterbewertung der applizierten Dosis erfolgt. Abhilfe würden sehr dünne Detektoren mit wenigen 10 µm Dicke schaffen, welche jedoch nicht von Herstellern angeboten werden und deren Beschaffung einen zusätzlichen hohen Entwicklungs‐ und Beschaffungsaufwand zur Folge hätte.

β

Ziel der vorliegenden Arbeit war die Entwicklung und Untersuchung eines Verfahrens, welches in der Lage ist auch mit den vorhandenen dicken Detektoren den quantitativen Nachweis schwach durchdringender ‐Strahlung zu erbringen. Es wurde die Idee verfolgt, dass auch das Stimulations‐ sowie das Lumineszenzlicht im Detektor einer starken Schwächung unterliegt. So sollten sich für einseitig bestrahlte Detektoren starke Signalunterschiede in Abhängigkeit der ausgewerteten Detektorseite ergeben. Dieses Ziel wurde durch die Entwicklung eines Messsystems verfolgt, welches die zweiseitige Auswertung des BeO‐Detektors nach dem Prinzip der Auflichtstimulation ermöglicht. Zur Charakterisierung des Systems wurden verschiedene dosimetrische Größen wie das Ansprechvermögen, die untere Nachweisgrenze und die Dosischarakteristik ermittelt.

β

Die elektronischen Komponenten der Messapparatur basieren dabei auf dem BeOmax‐System. Das OSL‐Signal wird über einen Photoelektronenvervielfacher mit integriertem Vorverstärker einer Verstärkerkaskade zugeführt und anschließend mittels einem ADC digitalisiert. Im Gegensatz zur Durchlichtstimulation, bei der eine blaue Leuchtdiode das Dosimeter direkt von einer Seite beleuchtet und das Photosensormodul das Signal direkt von der gegenüberliegenden Seite registriert, wurde die Auflichtstimulation verwendet, welche beides von einer Detektorseite ermöglicht. Zur Übertragung des Stimulationslichts in kompakter Bauweise an beide Seiten des Dosimeters und zur Registrierung des dort entstehenden Lumineszenzlichts, wurden optische Fasern als Mittel der Wahl bestimmt.

Es wurde ein Bündel aus insgesamt sieben Fasern, eine Zentralfaser umgeben von sechs Kranzfasern, mit einem Kerndurchmesser von je 600 µm und einer numerischen Apertur von 0,48 konzipiert. Das Bündel ist dabei so aufgebaut, dass es sich einseitig in einen Detektionszweig, welcher zum PSM führt und einen Stimulationszweig zur LED gabelt. Die Versuche zeigten, dass die Verwendung von den sechs Kranzfasern zur Stimulation für eine homogene Ausleuchtung des ganzen BeO‐Chips notwendig ist, wodurch die einzelne Zentralfaser für den Transport des Lumineszenzlichtes zum PSM

47


genutzt wird. Die LED mit der mittleren Wellenlänge von 455 nm wird dabei stets mit 350 mA betrieben.

Die Messungen erfolgten immer einzelnen von der jeweiligen Seite unter Verwendung der für das BeOmax‐System entwickelten Software. Für die Messungen von der gegenüberliegenden Seite des Dosismeters mussten die Fasern manuell an die LED sowie das Photosensormodul umgesteckt werden, da das System noch nicht für die gleichzeitigen Betrieb mehrerer Stimulations‐ sowie Auswerteinheiten ausgelegt ist. Bestrahlt wurden die herkömmlichen Dosimeter, bestehend aus dem BeO‐Chip in einer lichtdichten Kunststoffhülle, mit einem hochenergetischen (90Sr) sowie einem niederenergetischen (85Kr) β ‐Strahler.

So konnten für verschiedene Detektoren das Ansprechvermögen auf bis zu 1,8 Vs/Gy und die untere Nachweisgrenze auf bis zu 0,5 mGy bestimmt werden. Letztere liegt zwar um etwa das 250‐fache höher als beim bisherigem System, dies ist aber im Anbetracht an die geforderten Grenzwerte für Haut und Extremitäten unbedenklich. Dennoch traten bei den Messungen zum Teil sehr starke Schwankungen der Ergebnisse auf, sodass die relative Messunsicherheit mit 18 % angegeben werden kann. Diese Ungenauigkeiten scheinen in der offenen Konstruktion begründet, da bereits geringe Positionsungenauigkeiten des Detektors zu starken Variationen des Messsignals führen. Dieses kann durch die Anbringung einer Arretierung für den Schieber sowie einer genauen Verarbeitung des mechanischen System korrigiert werden.

Die Untersuchung der Dosischarakteristik zeigen einen linearen Verlauf im Bereich von 0,5 bis 10 mGy. Die vorhergegangen Arbeiten zur Entwicklung des BeOmax‐Systems zeigen, dass dies auch bis einigen Gy der Fall ist. Mit Verwendung einer Sättigungsfunktion lassen sich Dosen bis 100 Gy mit großer Genauigkeit nachweisen [11].

Die Untersuchungen mit der niederenergetischen Kryptonquelle zeigen den erwarteten starken Signalunterschied zwischen bestrahlter und unbestrahlter Seite. So werden auf der unbestrahlten Seite eines einseitig bestrahlten Detektors nur bis zu 49 % des Signals der bestrahlten Seite registrieren. Dieser Effekt nimmt mit zunehmender Maximalenergie des Betastrahlers ab. So ergaben die Messungen nach Bestrahlung mit 90Sr, welches eine knapp dreimal höhere Endpunkenergie aufweist, dass der Unterschied von bestrahlter zu unbestrahlter Seite lediglich 28 % beträgt. Somit konnte gezeigt werden, dass mit der zweiseitigen Auswertung unterschiedliche Signale registriert werden. Diese können für eine spätere Bestimmung der Oberflächendosis verwendet werden. Dazu wurde eine mögliche Vorgehensweise vorgeschlagen.

In der vorliegenden Arbeit wurde gezeigt, dass die Erfassung der durch niederenergetische Strahlung verursachte Dosen durch die zweiseitige Auswertung dicker Detektoren prinzipiell möglich ist. Für einige Aspekte des Verfahrens besteht zum Teil erheblicher Optimierungsbedarf. Beispielsweise stellt die Entwicklung einer erweiterten Messelektronik sowie eines Messalgorithmus, der es erlaubt beide Seiten

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gleichzeitig bzw. nacheinander ohne manuelle Einstellungen an der Apparatur vorzunehmen im Vordergrund. Weiterhin ist eine Verbesserung der Faserkonfigurationen dahingehend möglich, dass anstatt weniger großer, viele kleine Fasern gebündelt werden. Dieses hätte einer Verringerung der Distanz der Faserenden zum Detektor bei gleichbleibender homogen Ausleuchtung desselben zufolge. Somit könnten störende Einflüsse durch schlechte Positionierung vermieden und höhere Ansprechvermögen erzielt werden.

Ein mögliches Einsatzgebiet des Verfahrens stellt die Extremitätendosimetrie dar. So ist ein blanker, eventuell durch eine dünne Absorptionsfolie vor Beleuchtung geschützter BeO‐Detektor in Form eines Fingerringdosimeters zur Detektion niederenergetischer ‐Strahlung realisierbar. β

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6 Literaturverzeichnis


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[25] Liebmann M.: Entwicklung eines zweidimensional ortsauflösenden Dosimetrieverfahrens auf Basis der Optisch Stimulierten Lumineszenz von Berylliumoxid. Diplomarbeit. Dresden 2010

[26] Schwenke M.: Optimierung eines Auswerteverfahrens für Optisch Stimulierte Lumineszenz (OSL) mit Berylliumoxid. Diplomarbeit. Dresden 2008

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Grenzen (Erkennungsgrenze, Nachweisgrenze und Grenzen des Vertrauensbereichs) bei Messungen ionisierender Strahlung ‐ Grundlagen und Anwendungen: Beuth Verlag GmbH; 11929:2010, 2011

[33] Yukihara E. G.; McKeever S. W. S.: Optically stimulated luminescence. Fundamentals and applications. Hoboken N.J.: Wiley 2011

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7 Abbildungsverzeichnis

7 Abbildungsverzeichnis

1: Bahnlänge und Reichweite eines Elektrons im Absorber nach [15] .........................15 2: Transmissionskurve für Betastrahlung in Materie nach [15]....................................15 3: Simulierte Energiedeponierung in einem BeO‐Detektor ..........................................16 4: Grundzustand eines Isolators nach [16]....................................................................18 5: Anregung durch Energiezufuhr nach [16] .................................................................18 6: Ladungsträgereinfang nach [16] ...............................................................................19 7: Stimulation und Lumineszenz nach [16] ...................................................................20 8: Stimulationsarten der OSL mit Abklingkurven nach [17]..........................................22 9: Schematische Darstellung des One‐Trap‐Modells nach [16] ....................................23 10: Berylliumoxiddetekoren in Kunststoffumhüllung.....................................................26 11: Stimulationsspektrum der OSL von BeO nach [9] .....................................................27 12: BeO‐Dosimeter in Schieber im Metallgehäuse .........................................................29 13: Schematischer Messanordnung (gegenüberliegende Seite analog) ........................30 14: Prinzip der Verstärkerstufen nach [31] .....................................................................32 15: Abklingkurven beider Faserkonfigurationen von der oberen Seite..........................34 16: Abklingkurven beider Faserkonfigurationen gemessen von unten..........................35 17: Mittelwerte der Nullsignale für vier Detektoren (1σ Unsicherheit) .........................36 18: Ansprechvermögen für vier Detektoren jeweils gemittelt über 10 Werte ..............37 19: Untere Nachweisgrenze von fünf Detektoren ..........................................................38 20: Reproduzierbarkeit für einen Detektor.....................................................................39 21: Reproduzierbarkeit der Messung für vier Detektoren..............................................40 22: Signalverlust S/S1 nach N Messungen.......................................................................41 23: Dosischarakteristik bis 10 mGy .................................................................................42 24: Abklingkurven nach Bestrahlung mit 90Sr von zwei Seiten .......................................43 25: Abklingkurven nach Bestrahlung mit 85Kr von zwei Seiten.......................................44 26: Abklingkurven der blanken BeO‐Chips nach Bestrahlung mit 85Kr ...........................44

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8 Schlussbemerkungen


Danksagung

Mein erster Dank gilt meinen Eltern deren andauernde Unterstützung, sei es materieller, finanzieller oder emotionaler Natur, dieses Studium erst möglich gemacht haben.

Ich möchte Herrn Prof. Dr. K. Zuber und Herrn PD Dr. J. Henniger für die Bereitschaft zur Begutachtung dieser Diplomarbeit danken.

Herrn PD Dr. J. Henniger danke ich im besonderem Maße für die umfangreiche und interessante Ausbildung auf dem Gebiet der Strahlungsphysik und die Betreuung dieser Diplomarbeit.

Großer Dank gebührt auch Herrn Dipl.‐Phys. Marian Sommer da er mir stets bei Fragen und Problemen mit Rat und Tat zur Seite stand.

Herrn Dipl.‐Phys. Uwe Kriesten möchte ich für die Durchführung der Simulation sowie für die zahlreichen Hinweise und Verbesserungsvorschläge zur Diplomarbeit danken.

Ebenso danke ich allen anderen Mitgliedern der Arbeitsgruppe Strahlungsphysik für die angenehme und freundliche Atmosphäre und Zusammenarbeit.

Christoph Kunert, Stig Bartel und Tobias Reinhardt möchte ich für die vielen erhellenden Gespräche, die stete gute Laune am Arbeitsplatz und die Entspannung beim Mittagessen und beim nachmittäglichen Kaffee danken.

Besonderer Dank gilt auch meinen Wegbegleitern über das ganze Studium Sylvio, Frank, Tobias, Markus, Paul und Claudia, denen es zu verdanken ist, dass auch die soziale Komponente während der Ausbildung nicht zu kurz kam und die das Leben auch abseits der Universität bereicherten.

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Erklärung

Hiermit versichere ich, dass ich die vorliegende Arbeit ohne unzulässige Hilfe Dritter und ohne Benutzung anderer als der angegebenen Hilfsmittel angefertigt habe. Die aus fremden Quellen direkt oder indirekt übernommenen Gedanken sind als solche kenntlich gemacht. Die Arbeit wurde bisher weder im Inland noch im Ausland in gleicher oder ähnlicher Form einer anderen Prüfungsbehörde vorgelegt.

Marc Rosenberger

Dresden, März 2011

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Anhang

Anhang A: Radioaktive Quellen

Die BeO‐Dosimeter wurden mit den in Tabelle 1 angegebenen Quellen bestrahlt.

Tabelle 1: Bestrahlungsparameter

Quellnuklid Zerfallsart E / MeV 21T / a90Sr/90Y β‐ 2,274 28,79

85Kr β‐ 0,687 10,76

Es handelt sich in beiden fällen um umschlossene Quellen mit einem verschließbarem Austrittsfenster. Bei der 90Sr‐Quelle ist dies ein Schiebemechanismus, der von Hand zu betätigen ist, bei der 85Kr‐Quelle handelt es sich um einen durch einen Schalter gesteuerten elektromagnetischen Verschluss.

In beiden Fällen betrug der Abstand des Dosimeters zur Öffnung der Quelle etwa 5 cm, was bei einer Dosisleistung bei 90Sr von µGy/min. Die Dosisleistung der Kryptonquelle ist nicht genau bekannt.

)( 8195±=D&

1

Anhang B: Bildmaterial der Messapparatur

Abbildung 1: Gehäuse der Messapparatur, Rechts oben ist der Schieber zum einlegen des Dosimeters zu sehen

Abbildung 2: Geöffneter Schieber zur Aufnahme des Dosimeters

3

Abbildung 3: Innenraum des Gehäuses mit markierten Elementen

1: Aufsatzstutzen für das Faserbündel über dem Detektor

2: PSM in Aluminiumgehäuse mit Faseranschluss

3: LED im Aluminiumgehäuse mit Faseranschluss

4: Spannungsversorgung

5: ADC auf Platine mit USB‐Anschluss

Abbildung 4: Gegabeltes Faserbündel komplett

4

Abbildung 5: Dosimeterseitiges Ende des Faserbündels in SMA‐Stecker

Abbildung 6: Detektions‐ und Stimulationsseitiges Ende des Faserbündels

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eines Bestimmung der H bzw. H mit OSL -...

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