Inhaltsverzeichnis · plett im Detektor abgebremst werden kann. Entsprechend der Messaufgabe ist...

Inhaltsverzeichnis

1 Zielstellung 4

2 Einfuhrung 42.1 Kurzer historischer Abriss der Erforschung ionisierender Strahlung und Radioaktivitat 42.2 Ursachen von Kernstrahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42.3 Arten ionisierender Strahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5

2.3.1 α-Strahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52.3.2 β+/−-Strahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62.3.3 γ-Strahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6

3 Strahlungsdetektoren 63.1 Der Halbleiterdetektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6

3.1.1 Aufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63.1.2 Physikalischer Zusammenhang und Funktionsweise . . . . . . . . . . . . . . 73.1.3 Vor- und Nachteile von Halbleiterdetektoren in der Anwendung . . . . . . . 7

3.2 Das Geiger-Muller-Zahlrohr . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83.2.1 Physikalischer Zusammenhang . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83.2.2 Aufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93.2.3 Funktionsweise . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93.2.4 Vor- und Nachteile von Geiger-Muller Zahlrohren in der Anwendung . . . . 10

3.3 Der Szintillationsdetektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113.3.1 Physikalischer Zusammenhang . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113.3.2 Aufbau und Funktionsweise . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113.3.3 Fehlerquellen und Nachteile . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

3.4 Vergleich der Detektoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

4 Experimente zur Alphastrahlung 134.1 Messinstrument . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 134.2 Alphaspektrum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 134.3 Abschwachung von Alphastrahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 154.4 Differentieller Energieverlust . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 174.5 Integrales Spektrum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18

5 Experimente zur Betastrahlung 195.1 Beta-Spektroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20

5.1.1 Aufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 205.1.2 Arbeitsspannung Geiger-Muller-Zahlrohr . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 215.1.3 Beta-Spektrogramm . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 215.1.4 Fermi-Kurie-Plot . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 245.1.5 Genauigkeit der Messmethode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

5.2 β- Absorption . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 265.2.1 Physikalischer Zusammenhang . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 265.2.2 Aufbau und Durchfuhrung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 265.2.3 Auswertung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 275.2.4 Fehlerquellen und Bewertung der Methode . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30

5.3 β-Ruckstreuung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 305.3.1 Physikalischer Zusammenhang . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 305.3.2 Aufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 305.3.3 Auswertung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 315.3.4 Fehlerquellen und Bewertung der Methode . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

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6 Experimente zur Gammastrahlung 356.1 Spektrum Cs-137 und Co-60 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35

6.1.1 Aufbau und Durchfuhrung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 356.1.2 Detektorcharakteristik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 366.1.3 Auswertung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 376.1.4 Aufnahme des Spektrums von Cs-137 und Co-60 . . . . . . . . . . . . . . . 396.1.5 Fehlerquellen und Bewertung der Methode . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

6.2 γ-Schwachung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 426.2.1 Physikalischer Zusammenhang . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 426.2.2 Aufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 426.2.3 Auswertung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 426.2.4 Fehlerbetrachtung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45

7 Zusammenfassung und Fazit 457.1 Energiespektren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 457.2 Wechelwirkung mit Materie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 467.3 Gefahrlichkeit der Strahlung fur den Menschen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47

8 Nachwort zur Umgebungsstrahlung und Strahlenbelastung 47

9 Das Reaktorungluck von Fukushima 49

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1 Zielstellung

In diesem Projektpraktikum haben wir innerhalb einer Woche mehrere Experimente zum ThemaKernstrahlung durchgefuhrt. Unser Ziel war es dabei, die Eigenschaften der drei verschiedenenArten der Kernstrahlung zu bestimmen. Aus den Ergebnissen der Experimente mochten wir Zu-sammenhange erkennen und Aussagen hinsichtlich der Gefahrlichkeit der Strahlungsarten fur denMenschen ableiten. Weiterhin werden wir die Vor- und Nachteile der drei von uns verwendetenDetektortypen fur ionisierende Strahlung erklaren und ihre Eignung zur Messung bewerten.

2 Einfuhrung

2.1 Kurzer historischer Abriss der Erforschung ionisierender Strahlungund Radioaktivitat

Als Erster beobachtete Antoine Henri Becquerel 1869, bei der Arbeit mit Uransalzen, einige Ei-genschaften ionisierender Strahlen: Sie farben Photoplatten schwarz und durchdringen dabei, imGegensatz zu den kurz zuvor entdeckten Rontgenstrahlen, auch Metalle. Weiterhin war besonders,dass diese Abgabe von Strahlen spontan, ohne vorherige Anregung erfolgte. In den darauf folgen-den Jahren entdeckte das Ehepaar Marie und Pierre Curie weitere Stoffe, die solche Strahlungaussandten, wobei Marie Curie diese Stoffeigenschaft als ”Radioaktivitat”pragte.Im weiteren Verlauf konnten verschiedene Wissenschaftler, u.a. Ernest Rutherford, die einzelnenAnteile dieser Strahlung, auf Grund von Eindringtiefe und Ladung, unterscheiden. Rutherfordpragte dafur die Bezeichnungen der α−, β− und γ − StrahlungIn diesem Zeitraum beobachtete Becquerel außerdem, dass diese neu entdeckte Strahlung Luftionisiert und ihre Entstehung nicht von chemischer Behandlung oder der Temperatur der Probeabhangt.

2.2 Ursachen von Kernstrahlung

Die von uns untersuchte Kernstrahlung ist eng gekoppelt an das naturliche Phanomen der Radio-aktivitat, welches bei einigen Isotopen von Stoffen auftritt. Jedes chemische Element besitzt einecharakteristische Anzahl von positiv geladenen Protonen im Atomkern. Zusammen mit den ungela-denen Neutronen, welche uber die Anziehung aufgrund der starken Wechselwirkung zur Stabilitatdes Kerns beitragen, bilden sie ein Nuklid. Die Anzahl der Neutronen N ist in der Regel etwa ge-nauso groß wie die Anzahl Z der Protonen. Die Summe A = Z +N wird dabei als Nukleonenzahlbezeichnet und ein Isotop eines Elementes ist eindeutig durch die Angabe von A und Z definiert,da die Anzahl der Neutronen nicht eindeutig von der Kernladungszahl abhangt. Die vereinbarteSchreibweise fur ein Isotop ist:

AZX oder AX bspw. fur Uran 238

92U , 238U oder U-238

Unterschiedliche Isotope eines Elementes zeigen die selben chemischen Eigenschaften, besitzenjedoch eine unterschiedliche Bindungsenergie des Kerns E. Diese berechnet sich aus dem Massen-defekt zwischen der Masse der einzelnen Bestandteile des Nuklids mb und der Gesamtmasse deszusammengesetzen Nuklids mG gemaß:

E = (mB −mG)c2 (1)

Laut [Sto90] ist Radioaktivitat die spontane Umwandlung instabiler Atomkerne unter Energie-abgabe in Form von Kernstrahlung oder auch ionisierender Strahlung. Spontane radioaktive Um-wandlungen verlaufen so, dass die Bindungsenergie der entstehenden Tochterkerne großer ist als dieder Mutterkerne. Der Umwandlungsprozess kann dabei mehrstufig sein und endet erst bei einemstabilen Isotop.Radioaktive Umwandlungen zwischen Mutternuklid und Tochternuklid unterliegem dem statistischgefundenem exponentiellen Zerfallsgesetz:

N(t) = N(0)e−λt (2)

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wobei λ die zugehorige Zerfallskonstante, N(t) die Anzahl der radioaktiven Atome zur Zeit tbedeuten. Eine wesentliche Große der Umwandlung ist die Halbwertszeit T 1

2nach der nur noch die

Halfte der Mutterkerne vorhanden ist. Bekannte Werte fur T 12

umfassen gemaß [Sto90] eine große

Zeitspanne zwischen 10−10s und 1018 Jahren.Es werden bei radioaktiven Umwandlungen drei verschiedene Arten von Kernstrahlung beobachtet,welche im Folgenden mit ihren Eigenschaften beschrieben werden.

2.3 Arten ionisierender Strahlung

Ionisierende Strahlung ist der Uberbegriff fur jede Teilchen- oder elektromagnetische Strahlung,die in der Lage ist, Atome zu ionisieren.

2.3.1 α-Strahlung

Bei diesem Strahlungstyp handelt es sich um Partikelstrahlen, die im Aufbau mit Helium-Kernenidentisch sind. Die kinetischen Energien der Teilchen sind diskret verteilt und bewegen sich typi-scherweise zwischen 4 und 9MeV . Die Zerfallsgleichung lautet allgemein:

AZX→ A−4

Z−2Y + 42α (3)

Beim α-Zerfall tunnelt ein α-Teilchen durch den Kernpotentialwall und wird anschließend durchCoulomb-Wechselwirkung mit dem Kern stark beschleunigt. [Sto10]

Dass α−Strahlung sehr energiereich ist, liegt am sogenanntem Massendefekt. Dieser besagt, dassdie eigentliche Masse eines Atomkerns stehts kleiner als die theoretisch errechnete Summe aus denMassen aller enthaltenen Protonen und Neutronen ist. Die fehlende Masse wird nach E = mc2

als Energie freigesetzt. Da bei den α−Strahlern das Tochternuklid einen großeren Massendefektpro Nukleon hat als das Mutternuklid, wird Energie freigesetzt, welche dem α−Teilchen als kine-tische Energie mitgegeben wird. Die schweren, energiereichen α-Teilchen wechselwirken sehr gutmit Materie, weshalb sie auch nur eine geringe Reichweite d haben. Diese betragt in Luft unterNormaldruck d0 = 10cm. Schon ein einfaches Blatt Papier kann die α-Strahlung abschirmen.

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2.3.2 β+/−-Strahlung

Auch hierbei handelt es sich um eine Teilchenstrahlung, namlich um schnelle Elektronen bzw. Po-sitronen.Beim β−-Zerfall zerfallt ein Neutron in ein Proton, ein Elektron und ein Elektron-Antineutrino.Umgekehrt zerfallt beim β+-Zerfall ein Proton in ein Neutron, ein Positron und ein Neutrino.Mit letzterer Zerfallsart konkurriert der sogenannte Elektroneneinfang, bei dem ein Elektron derAtomhulle vom Kern “eingefangen“ wird und mit einem Proton zu einem Neutron und einem Neu-trino reagiert. In den Auswirkungen auf Kernladungs- und Massenzahl entspricht dieser Vorgangalso dem β+-Zerfall, jedoch wird kein Positron emittiert. Die Reichweite von β-Strahlung in Luftunter Normalbedingungen betragt etwa 1m. Wenige Millimeter Metall konnen diese Strahlungsartkomplett abschirmen.

2.3.3 γ-Strahlung

γ−Strahlung besteht aus Photonen, d.h. sie hat sowohl die Eigenschaften einer elektromagnetischenWelle, als auch die den Lichtquanten zugeordneten Teilcheneigenschaften. γ−Strahlung entsteht,wenn ein Atomkern in einem angeregtem Zustand vorliegt. Hierzu kommt es oft als Folge einesvorhergehenden α- oder β-Zerfalls. Eine weitere Moglichkeit um einen angeregten Kern zu erhaltenist die Absorption von Strahlung. Beim Zerfallsprozess wechseln die Kerne von einem energiereichenin einen energiearmen Zustand. Dabei wird Energie in Form von kurzwelliger elektromagnetischerStrahlung abgegeben. Da Atome nur spezifische Energieniveaus besitzen, kann die abgegebeneStrahlung auch nur diskrete Energien haben. γ-Spektren sind daher Linienspektren. Da dabeikeine Teilchen abgestoßen werden andert sich das Element durch den Zerfall nicht, sondern eserfolgt lediglich ein Ubergang zwischen Kernisomeren. Somit handelt es sich im klassischem Sinnegar nicht um einen Zerfall, sondern nur um eine Zustandsanderung.Die charakteristische Eigenschaft von γ−Strahlung ist eine nahezu unbegrenzte Reichweite in Luft.Da die Strahlung nicht aus massebehafteten Teilchen besteht, wird sie nur schwer abgeschwacht.Man braucht Beton- oder Bleiplatten die einige Zentimeter dick sind, um die Strahlung auf dieHalfte ihres Ursprungswertes zu reduzieren.

3 Strahlungsdetektoren

Zur Messung von Kernstrahlung gibt es verschiedene Typen von Detektoren, die sich aufgrund ihrerunterschiedlichen Funktionsweise fur verschiedene Messungen eignen. Alle Strahlungsdetektorenbasieren darauf, dass Strahlung die Materie durchquert Energie durch Wechselwirkungen, zumeistStoße, abgibt. Die drei von uns verwendeten Detektortypen werden im Folgendenen vorgestellt.

3.1 Der Halbleiterdetektor

Bei den von uns durchgefuhrten Experimenten mit Alphastrahlung verwendeten wir einen Halb-leiterdetektor, der mit einem Impulshohenanalysator verbunden ist. Aus der Vielfalt der Ferti-gungsmoglichkeiten beschreiben wir den von uns verwendeten Halbleiterdetektor mit innerem p-nUbergang.

3.1.1 Aufbau

Das Kernstuck eines solchen Detektors ist eine in Sperrichtung betriebene Halbleitderdiode, wel-che aus zwei aneinander gesetzten Halbleiterschichten besteht, die jeweils p- oder n-dotiert sind.Aufgrund des an der Grenzschicht vorhandenen Elektronendichtegradientens setzt ein Diffusions-prozess ein, wobei die Elektronen aus der n-dotierten Schicht mit den Defektelektronen aus derp-dotierten Schicht rekombinieren und eine ladungsverarmte Zone erzeugen. Diesem Prozess derLadungstragerdiffusion wirkt das entstehende elektrische Feld entgegen, sodass es zu einer Gleich-gewichtslage kommt. Beim Betrieb der Diode in Sperrichtung wird das entstandene ladungsarmeGebiet noch vergroßert. Dies wird erreicht indem an die beiden Schichten eine externe Potentialdif-ferenz angeschlossen wird. Diese Spannung fuhrt dazu, dass die Elektronen im n-dotierten Bereich,

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sowie die Defektelektronen vom p-dotierten Bereich zusatzlich von dem ladungsverarmten Gebietabgezogen werden. Das Ziel ist es die ladungsverarmte Zone so groß wie moglich zu wahlen, da sieals aktives Detektorvolumen wirkt in dem die Wechselwirkung zwischen Strahlung und Detektorregistriert werden kann. Abbildung 1 veranschaulicht den beschriebenen Aufbau:

Abbildung 1: Funktionsskizze Halbleiterdetektor aus [GK98, S.486]

3.1.2 Physikalischer Zusammenhang und Funktionsweise

Die Detektion von Kernstrahlung mithilfe eines Halbleiterdetektors wird dadurch ermoglicht, dassenergiereiche Strahlung in der ladungsarmen Zone freie Ladungstrager erzeugt. Im Fall von Teil-chenstrahlung findet dabei eine Wechselwirkung der Strahlung mit dem Kristallgitter des Halb-leiters statt. Diese fuhrt dazu, dass Elektronen aus dem Gitter herausgelost werden und Luckenin den Bindungen, sog. Defektelektronen, zuruckbleiben. Die dazu notwendige Energie liegt beidem haufig als Detektormaterial verwendeten Silizium bei 3,75 eV [GK98, S.486] Die erzeugtenfreien Ladungstrager werden von dem angelegtem, außeren elektrischen Feld angezogen und derresultierende Stromstoß wird zu einem Zahlsignal fur ein detektiertes Ereignis verstarkt. Je großerdie Energie der einfallenden Strahlung, desto mehr solcher Bindungen kann das einfallende Teil-chen uber Stoße zersetzen, bis es seine gesamte kinetische Energie verloren hat und absorbiertwird. Somit ist die Hohe des Stromstoßes proportional zur Energie der einfallenden Strahlung.Eine Aussage uber die maximale Energie einer Teilchenstrahlung ist erst moglich, sobald sie kom-plett im Detektor abgebremst werden kann. Entsprechend der Messaufgabe ist demnach die Dichteund Große des aktiven Messvolumens zu wahlen, denn je kleiner und energiereicher die Teilchensind, desto geringer ist die Wahrscheinlichkeit fur einen Stoßvorgang. Die vergleichsweise schwerenAlphateilchen sind somit am leichtesten zu detektieren, da sie einen sehr großen Wechselwirkungs-querschnitt mit dem Halbleitermaterial haben und somit sehr schnell vollstandig absorbiert werden.Fur den Fall von elektromagnetischer Strahlung kann die Energie des Photons an einem Punkt imDetektorvolumen uber den Fotoeffekt an den Halbleiter ubertragen werden. Daraus ergibt sich dieMoglichkeit, dass ein Halbleiterdetektor auch zur Gammaspektroskopie verwendet werden kann.Die Wechselwirkungswahrscheinlichkeit ist fur diesen Fall jedoch deutlich geringer, als fur Teil-chenstrahlung.

3.1.3 Vor- und Nachteile von Halbleiterdetektoren in der Anwendung

Die Dichte der verwendeten Halbleiter ist um Großenordnungen hoher als die Dichte von Gasen,wodurch engergiereiche Strahlung auf vergleichsweise kurzen Strecken abgebremst wird. Somitkann die ankommende Teilchenstrahlung zumeist komplett innerhalb des Detektors abgebremst

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und eine Aussage uber die Energie getroffen werden. Durch die hohe Spannung betragt die Sam-melzeit fur Elektronen im Halbleiterdetektur nur 10-100ns [Dem98, S.96], was zu einer sehr hohenZeitauflosung fuhrt. Da die notwendige Energie zur Erzeugung freier Ladungstrager im Detektorvo-lumen nur 1−10eV betragt, werden mehr Ladungstrager bei gleicher absorbierter Strahlungsenergieerzeugt. Dies fuhrt zu einer vergleichsweise hohen Energieauflosung. Aufgrund des hohen zeitlichenAuflosungsvermogens konnen Halbleiterdetektoren, die in einer Matrix angeordnet sind auch alsSpurdetektoren verwendet werden. Ihre hohe Energieauflosung pradestiniert sie insbesondere zuFeinstrukturmessung von α-Energiespektren. Ein Nachteil von Halbleiterdetektoren ist ihre hoheEmpfindlichkeit bezuglich thermischen Rauschens bei Zimmertemperatur. Da bei einer Temperaturvon 77K dieser Effekt stark reduziert werden kann und gleichzeitig die Ladungstragerbeweglichkeitund somit die Zeitauflosung des Halbleiterdetektors steigt, wird oft eine Kuhlung mit flussigemStickstoff vorgenommen.

3.2 Das Geiger-Muller-Zahlrohr

3.2.1 Physikalischer Zusammenhang

Dem vom Hans Geiger und seinem Assistenten Walther Muller 1928 entwickelten Auslosezahlrohrliegt folgender Versuch zu Grunde:Bringt man eine positiv oder negativ geladene Metallplatte, die mit einem Elektroskop verbundenist, in die Nahe eines radioaktiven Praparats, stellt man fest, dass die Ladung auf der Platteneutralisiert wird.Die vom Praparat ausgehende Strahlung ionisiert die Luft und neutralisiert so die Ladung auf derPlatte. Messgerate wie die Ionisationskammer, das Proportionalitatszahlrohr und der Geiger-Zahlernutzen den oben beschriebenen Effekt, um die Eigenschaften der unterschiedlichen Strahlungsartenzu charakterisieren. Alle bestehen im Grunde aus zwei Elektroden in einem gasgefullten Volumen.Der Strom zwischen den Elektroden lasst sich in Abhangigkeit von der anliegenden Spannung wiefolgt darstellen.

Abbildung 2: Geiger Muller Zahlrohr: Strom-Spannungs-Kennlinie

Die folgende Funktionsbeschreibung beschrankt sich auf das im Auslosebereich arbeitende Geiger-Muller-Zahlrohr.

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3.2.2 Aufbau

Abbildung 3: Geiger Muller Zahlrohr: Schematischer Aufbau aus [GK98, S.479]

Wie in Abb.27 dargestellt, besteht das Zahlrohr im Wesentlichen aus einem gasgefullten Metallzy-linder, in dem sich ein gegen den Mantel (Kathode) isolierter Draht (Anode) befindet. Der Zylinderwird durch ein Fenster aus Glimmer verschlossen und steht unter vermindertem Druck. Das dunneFenster ermoglicht den nahezu verlustfreien Eintritt von Strahlung in das Zylinderinnere. ZwischenDraht und Mantel liegt eine Spannung von mehreren hundert bis tausend Volt an. Desweiterenist das Zahlrohr mit einem hochohmigen Widerstand in Reihe geschaltet. Die Apparatur wird aneinen Zahler angeschlossen.Im Inneren des Zylinders befindet sich ein Gasgemisch aus einem Edelgas und einem Halogen imVerhaltnis 10:1. Man verwendet Edelgase, z.B. Argon, weil diese nur positive Ionen bilden. DieHalogene dienen zur Loschung der Entladung.

3.2.3 Funktionsweise

Das Auslosezahlrohr nutzt Lawinenentladung, um eine Signalverstarkung in der Großenordnungvon 106 bis 108 zu erhalten. Hierbei werden Gasatome durch, die das Glimmerfenster passieren-de, α- bzw. β-Strahlung ionisiert. γ-Strahlung ionisiert indirekt, indem sie mittels PhotoeffektElektronen aus dem Metallmantel lost. Die so erzeugten Ladungstrager werden als Primarladungbezeichnet. Aufgrund der hohen elektrischen Feldstarke im Innern werden die primar erzeugten La-dungstrager zur Anode bzw. Kathode beschleunigt, ionisieren auf ihrem Weg zusatzliche Gasatomedurch Stoße und regen diese zudem zur Emission von Photonen an, die ebenfalls Elektronen viaPhotoffekt auslosen. Wahrend die erzeugten Elektronen binnen 10−8s zur der Anode abgesaugtwerden, benotigen die schwereren positiven Gasionen etwa 10−4s fur ihren Weg zur Kathode. Indieser Zeit bilden sie einen Ladungstragerschlauch um den Draht, wodurch die Feldstarke soweitherabgesetzt wird, dass keine Impulse mehr registriert werden konnen. Man spricht in diesem Zu-sammenhang von Totzeit. Außerdem muss die Lawinenentladung gestoppt werden, da es sonstzu einer Dauerentladung kommt. Diese Funktion erfullt das Loschgas. Zum einen ubergeben dieEdelgasionen ihre Ladung an die Halogene durch Stoße, weil deren Ionisierungsenergie geringer ist,sodass Loschgasionen anstelle von Edelgasionen zur Kathode wandern. Zum anderen absorbierensie die von den Edelgasen emittierten Photonen. Die Energie wird dann schrittweise uber Photo-emission abgegeben. Die so erzeugten Photonen haben eine Energie unterhalb der Austrittsarbeit

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des Kathodenmaterials. So wird die Entladung geloscht. Eine weitere Moglichkeit die Entladungzum Erliegen zu bringen, ist die Zahlrohrspannung nach der Zundung so lange unterhalb deszur Vermehrung der Ladungstrager notigen Wertes zu halten, wie die positiven Ionen fur ihreWanderung zur Kathode brauchen. Dies lasst sich z.B. durch einen hochohmigen Arbeitswider-stand erreichen. Heutzutage verwendet man im Allgemeinen selbstloschende Zahlrohre mit einemEdelgas-Halogen-Gemisch. Eine neue Entladung wird erst dann gezundet, wenn ein neues Strah-lungsteilchen auf das Zahlrohr trifft.

3.2.4 Vor- und Nachteile von Geiger-Muller Zahlrohren in der Anwendung

Da im Auslosebereich, unabhangig von der Energie der registrierten Strahlungsquants, stets dasgesamte Gasvolumen ionisiert wird, kann jedem regestriertem Impuls ein solches Quant zugeord-net werden. Dabei ist zu beachten, dass innerhalb der Totzeit durchaus weitere Strahlungsquantenunregistriert ins Zahlrohr eintreten konnen.Vor der Durchfuhrung einer Messung muss zunachst die Zahlrohrcharakteristik aufgenommen wer-den, um den Auslosebereich, welcher durch ein Plateau im Impuls-Spannungs-Diagramm gekenn-zeichnet ist, zu finden. Man wahlt die Arbeitsspannung fur alle weiteren Experimente im erstenDrittel des gefundenen Plateauniveaus, um sicher zu gehen, dass jedes Ereignis gezahlt wird undes trotzdem nicht zu einer Dauerentladung kommen kann.

Abbildung 4: Zahlrohrcharakteristik aus [Sto90, S.122]

Als Faustregel gilt hierbei, dass die Arbeitsspannung UA etwa 100V uber der EinsatzspannungUE liegt. (UA = UE + 100V ), da so gewahrleistet ist, dass die Messung im Plataeubereich durch-gefuhrt wird. Das Messen der Charakteristik ist wichtig, weil sich das Plateauniveau aufgrund vonLoschgasverlusten mit zunehmendem Betriebsalter des Zahlrohrs verkleinert. Sinkt die Breite desPlateaus auf unter 100V, lassen sich vernunftige Messungen nur schwer durchfuhren. Zudem istin Abb.3 eine Steigung des Plateaus erkennbar. Die Steigung sollte auf einer Breite von 100V 5%nicht uberschreiten. Erhoht man die Spannung uber das Plateauende bei UD hinaus, kommt es zurDauerentladung und so zur Zerstorung des Zahlrohrs.Mit Hilfe des Geiger-Muller-Zahlrohrs lassen sich Messungen durchfuhren, die sich auf die An-zahl der vom einem Praparat erzeugten Strahlungsteilchen beschrankten. Es ware moglich auchAussagen uber den Energiegehalt der ionisierenden Strahlung zu machen. Allerdings musste mandafur das Zahlrohr im Proportionalitatsbereicht betreiben. Da dieser Bereich beim Auslosezahlrohrgewollt schmal ausfallt, sind hier die eigens dafur gebauten Proportionalitatszahlrohre geeigneter.Das Auslosezahlrohr eignet sich jedoch sehr gut zur Bestimmung von Halbwertszeiten, Reichweiten

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und Ruckstreukoeffizienten, da fur diese Messungen nur die Impulszahl relevant ist.Noch anzumerken ist, dass die registrierten Zahlraten, aufgrund des stochastischen Prozesses beimradioaktiven Zerfall, statistischen Schwankungen unterliegen. Dieser Aspekt lasst sich schnell er-kennen, wenn man ein Praparat in die Nahe eines Zahlrohrs bringt, das mit einem Lautsprecherverbunden wird. Das Klicken der Impulse erfolgt zwar kontinuierlich, allerdings in unregelmaßigenzeitlichen Abstanden. Weiterhin ist zu beachten, dass bei jeder Messung die Nullrate, die durchterrestriche Strahlung und Hohenstrahlung entsteht, abgezogen werden muss.

3.3 Der Szintillationsdetektor

Der Szintillationsdetektor ist ein auf Szintillation bassierendes Messgerat zur Bestimmung vonStrahlungsintensitaten. Weitere Hauptbestandteile sind eine Fotokathode und ein Sekundarelektronen-vervielfacher auch Photomultiplier genannt. Er dient hauptsachlich zum Nachweis von γ−Strahlung.


Im Szintillationszahlrohr treten verschiedene Wechselwirkungen von Photonen und Elektronen mitMaterie auf. Dazu gehoren der Photoeffekt, bei dem die Strahlungsquanten ihre gesamte Energieabgeben, und der Comptoneffekt, bei welchem nur ein Teil der Strahlungsenergie ubertragen wird.Weiterhin kommt es an der Photokathode zum außerem Photoeffekt, bei welchem die PhotonenElektronen aus der Kathode herausschlagen. Dies geschieht aber nur, wenn die Photonen einebestimmte Mindestenergie haben bzw. diese ubertreffen. Der Ausdruck dafur lautet: hf = WA+Ee.hf ist die Energie der Photonen, WA die benotigte Austrittsarbeit aus dem Material und Eedie kinetische Energie der herausgelosten Elektronen. Als letztes wird die Tatsache genutzt, dassbeschleunigten Elektronen in der Lage sind Valenzelektronen aus einem Atom herauszuschlagen.Dieser Effekt findet in den Dynoden des Sekundarelektronenvervielfachers statt.

3.3.2 Aufbau und Funktionsweise

Abbildung 5: Aufbau eines Szintillationsdetektor

Die einfallende Strahlung trifft zunachst auf den Szintillator, dessen Materialbeschaffenheit undDicke von der zu detektierenden Strahlung abhangt. Die zur Messung genutzten Szintillatoren sindgegen einfallendes Licht geschutzte Kristalle, welche beim Durchgang von ionisierender Strahlungangeregt werden und die aufgenommene Energie in Form von Lichtimpulsen wieder abgeben. DerKristall ist von einem Reflektor umgeben damit moglichst viele der erzeugten Photonen auf diePhotokathode treffen. Ein zusatzliches Gehause verhindert, dass einfallende Umgebungsstrahlungin den Szintillator eintritt, da die so erzeugten Photonen das Messergebnis verfalschen wurden.Je großer die Energie der einfallenden Quanten ist, desto großer ist auch die Reichweite der Quantenim Kristall, wodurch die Anzahl der entstehenden Photonen ansteigt. Die Photonen treffen danach

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auf die Photokathode des Photomultipliers und losen aus dieser durch den außeren lichtelektrischenEffekt Elektronen heraus. Dabei ist die Anzahl der herausgelosten Elektronen proportional zu derAnzahl der auf die Kathode auftreffenden Photonen und somit auch proportional zu der Energieder einfallenden γ- Quanten. Die herausgeschlagenen Primarelektronen werden danach zur erstenElektrode hin beschleunigt und treffen dort dementsprechend mit einer Energie von Ee = eU auf.Ist die anliegende Spannung hoch genug, so besitzen die auftreffenden Elektronen genug Energie umaus der Elektrode weitere Elektronen, auch Sekundarelektronen genannt, herauszuaschlagen. Dieeinzelnen Elektroden werden auch Dynoden genannt. Zusammen mit der abschließenden Anode bil-den sie den Sekundarelektronenverfielfacher. An diesem liegt meist eine Beschleunigungsspannungvon mehreren hundert Volt an, welche mittels einer Spannungsteilersschaltung so geteilt wird, dasszwischen jeder Dynode und der darauffolgenden ein elektrisches Feld entsteht, welches die Elek-tronen beschleunigt. Da aus jeder Dynode weitere Sekundarelektronen herausgeschlagen werden,vervielfacht sich deren Anzahl um den Faktor 106 bis 108 bevor die Elektronen auf die Anode auf-treffen. Dies ist wichtig, da das so verstarkte Signal wesentlich einfacher analysiert werden kann,als der ursprungliche Impuls. In der Anode losen die Elektronen einen Stromimpuls aus, dessenHohe wiederum proportional zu der Anzahl der einfallenden Elektronen ist. Je mehr Elektronen,desto großer ist die Impulshohe. Da die Impulse meist nicht ganz so hoch sind, wird noch einhochohmiger Lastwiderstand RL zwischen geschaltet, damit das Signal verstarkt ankommt. DieSignale bzw. Impulshohen werden dann zu einem Verstarker geleitet und gelangen anschließsendin einen Vielimpulshohenanalysator, der den einzelnen Impulshohen verschiedene Kanale zuweistund die Anzahl der Signale pro Kanal zahlt.

Dieser Detektor eigent sich besonders fur β- und γ- Strahlung verwendet, da α- Teilchen zu schnellabsorbiert werden wurden.

3.3.3 Fehlerquellen und Nachteile

Ein Problem bei diesem Detektor ist das thermische Rauschen, bei dem durch thermische Anregungunter anderem Elektronen aus der Photokathode und den Dynoden herausgelost werden konnen.Dies kann man verhindern, wenn man das Messgerat kuhlt oder die Messung bei einem hoherenKanal beginnt, da ein hoherer Kanal eine großere Impulshohe und diese folglich eine hohere Ener-gie bedingt. Weiterhin ist die Energie, die im Mittel benotigt wird um einen Impuls auszulosenwesentlich hoher als z.B. beim Halbleiterdetektor. Dadurch ist die energetische Auflosung des Szin-tillationsdetektor relativ gering.

3.4 Vergleich der Detektoren

Aus den drei verschiedenen physikalischen Umsetzungen der Detektion von Kernstrahlung ergebensich Vor- und Nachteile der Messgerate, die in einer kurzen Ubersicht zusammengefasst sind.

Anregungs-energie

Zeit-auflosung

Energie-auflosung∆EE

Nachweis-effektivitat

praktischeAnwendung

Halbleiter-detektor

1− 10eV 10−7−10−9s 1%α ≈ 1β < 1γ ≈ 10−2-10−3

hochauflosendeEnergiespek-trenmessung

Geiger-Muller-Zahlrohr

10− 100eV 10−4s keineα ≈ 1β ≈ 1γ max. 0, 5

Halbwertszeit-Ruckstreu- &Reichweite-Messung

Szintillations-zahler

ca.100eV 10−6−10−9s 10%α ≈ 1β ≈ 1γ ≈ 0, 5

Gamma-spektroskopie

Tabelle 1: Kennzahlen der Strahlungsdetektoren

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Die Daten fur diese Ubersicht sind aus [Sto90, S.116-133] und [GK98, S.485-S.487] zusammenge-tragen.Wir erkennen daraus, dass sich Halbleiterdetektoren zur Aufnahme praziser Energiespektren vonα-Strahlung sehr gut eignen. Dies liegt an ihrer hohen Energieauflosung in Kombination mit dersehr hohen Nachweiswahrscheinlichkeit in Bezug auf Teilchenstrahlung. Um auch Energiespektrenvon β- und γ-Strahlung messen zu konnen, welche deutlich seltener mit Materie wechselwirken sindModifikationen des Detektormaterials notwendig. So muss die Kernladungszahl des verwendetenHalbleitermaterials moglichst hoch sein, sowie das aktive Detektorvolumen moglichst groß gefer-tigt sein. Halbleiterdetektoren sind aufgrund der niedrigen Ausloseenergie fur ein Ereignis jedochsehr empfindlich gegenuber thermischem Rauschen, welches nur durch eine entsprechende Kuhlungunterdruckt werden kann.

Das Geiger-Muller-Zahlrohr ermoglicht im Arbeitsbereich ein Zahlen der Strahlungsereignisse al-ler Arten von Strahlung ohne Informationen uber die Energie zu liefern. α-Strahlung lasst sichaufgrund der geringen Reichweite in Luft nur direkt an der Quelle nachweisen und es mussen ge-eignete Zahlrohrfenster aus Glimmer gewahlt werden. Da die Ionisierungsenergie von Gas hoherliegt als die notwendige Energie zur Erzeugung von Elektronen-Defektelektronen-Paare, sind sieauch weniger sensibel bezuglich thermischen Rauschens. Der Vorteil von Geiger-Muller-Zahlrohrenist, dass die Implushohe unabhangig von der Energie der Strahlung sehr hoch ist und sie weiterhinrobust im Umgang und einfach in der Handhabung sind. Sie eignen sich demnach gut zur Messungvon Ruckstreuung, Reichweite und Halbwertszeitmessungen von Kernstrahlung.

Die Szintillationszahler konnen bei geeigneter Wahl des Szintillatormaterials jede Art von Strah-lung nachweisen. Dies ist besonders Vorteilhaft bei der Detektion von Gammastrahlung, fur dieeine Nachweiseffektivitat von 50% erreicht werden kann, wenn der Szintillatorkristall moglichstdicht und groß gewahlt wird. Die Energieauflosung dieses Detektors ist jedoch durch statistischeSchwankungen im Vervielfachungsprozess begrenzt.

Alle Strahlungsdetektoren detektieren einen Nulleffekt durch sowohl terrestrische, als auch kos-mische Hintergrundstrahlung, der von den bei Experimenten gemessenen Ereignissen abgezogenwerden muss. Nach Betrachtung der Eigenschaften der Detektoren stellen wir fest, dass wir beiden von uns vorgenommenen Experimenten geeignete Messgerate benutzt haben. Durch entstan-dene Fehler, wie Fremdatome und Unreinheiten im aktiven Detektorvolumen aller Gerate nimmtdie Messgenauigkeit der Gerate mit zunehmender Lebensdauer ab, sodass auch die Gerate eineHalbwertszeit besitzen. Teilchenphysiker auf der Suche nach neuen Elementarteilchen verwendenin komplexen Detektorsystemen am LHC in Genf unter anderem auch Halbleiterdetektoren (amLHCb) und Szintillationsaufbauten zum Nachweis von bekannter Kernstrahlung, die als Folgepro-dukt der hochenergetischen Teilchenkollision entsteht. Somit ist ein Verstandnis fur die Detektorenauch durch die aktuelle Forschung motiviert.

4 Experimente zur Alphastrahlung

4.1 Messinstrument

Fur die Untersuchung von α-Strahlung nutzten wir einen Halbleiterdetektor, welcher mit einemImpulshohenanalysator verbunden war. Der Halbleiterdetektor kann den α-Teilchen ihre jeweiligekinetische Energie, welche sie beim Eintritt in das Detektorvolumen haben zuordnen. Mithilfedes Analysators ist es moglich zu bestimmen wie viele Teilchen mit einer bestimmten Energieankommen. Der bereitgestellte Analysator arbeitete nach dem Einkanalverfahren und konnte dasSpektrum der Strahlung sowohl differentiel als auch in integraler Form aufnehmen.

4.2 Alphaspektrum

In unserem konkreten Experiment betrachten wir den α-Zerfall von Americium zu Neptunium:

24195Am→ 237

93Np + 42α (4)

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Ziel im erstem Versuch ist die genaue Aufnahme der Feinstruktur des α-Spektrums, da es funfunterschiedliche Ubergangsmoglichkeiten von Am-241 zu Np-237 gibt.

Nr. des Ubergangs Energie in MeV Ubergangswahrscheinlichkeit1 5,389 1,3%2 5,443 12,7%3 5,486 86%4 5,613 0,12%5 5,545 0,25%

Tabelle 2: Ubergangsmoglichkeiten Americium

Diese finden mit unterschiedlichen Wahrscheinlichkeiten statt. Der Großteil der α-Teilchen wirdvon der Probe mit einer kinetischen Energie von Ea = 5, 486MeV abgegeben, weshalb dieserUbergang mit p3 = 86% auch am einfachsten zu messen ist. Mit der Aufnahme eines besser auf-gelosten Energiespektrums probierten wir zumindest auch noch die zwei nachstwahrscheinlicherenUbergange mit p2 = 12, 7% und p1 = 1, 3% sichtbar zu machen.Dafur evakuierten wir mithilfe einer angeschlossenen Vakuumpumpe den Rezepienten auf den mi-nimal moglichen Druck pmin = 8mbar. Innerhalb des Rezepienten stellten wir nun die unbedeckteradioaktive Americiumprobe und den Detektor moglichst nah zusammen, sodass wir davon ausge-hen konnen, dass die meiste Alphastrahlung unbeeinflusst den Detektor erreicht. Wir wahlten dendifferentiellen Aufnahmemodus und das großtmogliche Auflosungsvermogen. Das heißt wir setztendie Fensterbreite moglichst klein und wahlten zusatzlich eine lange Zahlzeit. Da der Zerfall einzufalliger Prozess ist, nahmen wir das Spektrum mehrere Male auf um die einzelnen Aufnahmendann zu uberlagern und somit die Zuverlassigkeit des Ergebnises zu erhohen. Links ist das von unsgemessene Spektrum dargestellt und daneben als Vergleich eine Feinstruktur, die wir der Literaturentnommen haben:

(a) gemessen (b) theoretisch [GK98]

Abbildung 6: Feinstruktur des Americium-241

In der Graphik ist ganz deutlich das von uns gemessene Hauptmaxium zu erkennen, fur welchesdie Ubergangswahrscheinlichkeit am großten ist. Durch den Vergleich mit Literaturwerten wissenwir, dass dieser Ubergang bei einer Energie von Ea = 5, 486MeV stattfindet. Mithilfe diesesWertes haben wir die Energieachse geeicht und konnen daher sagen, dass die kleineren, nur durchschwache Ausbuchtungen auszumachenden, Peaks links vom Hauptmaximum bei Ea = 5, 41MeVbzw. Ea = 5, 34MeV liegen, also in etwa den Ubergaengen 2 bzw. 3 entsprechen, welche wirbeobachten wollten. Allerdings sind diese beiden Peaks wirklich nur angedeutet. Gar nicht zuerkennen sind die letzten beiden Ubergange, welche allerdings auch nur mit Wahrscheinlichkeitenvon p4 = 0, 12% bzw. p5 = 0, 25% stattfinden.Die Aufnahme des Feinspektrums liefert uns außerdem Informationen uber das Auflosungsvermogendes Halbleiterdetektors. Da es moglich ist zwei Peaks mit einem energetischem Abstand von

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a = 5, 41MeV −5, 34MeV = 0, 07MeV und einem Mittelwert von m = 5,41MeV+5,34MeV2 = 5, 375,

besitzt der Detektor ein Auflosungsvermogen von 1, 3%.

4.3 Abschwachung von Alphastrahlung

Um zu untersuchen wie α-Teilchen mit Materie wechselwirken, betrachteten wir die Abschwachungder Teilchen in Luft. Es soll ausgewertet werden, wie groß der Energieverlust der Teilchen inAbhangigkeit von der zuruckgelegten Wegstrecke x ist. Bedingt durch den Aufbau des Versuchesist es nicht moglich einen Mindestabstand von x = 3mm zwischen Praparat und Detektor zuunterschreiten. Um trotzdem an Meßwert mit einem theoretischem Abstand x < 3mm zu gelangen,verwenden wir eine gleichwertige Vorgehensweise, bei der eine Verringerung des Abstandes durcheine Verminderung des Luftdrucks ersetzt wird. Ein weiterer Vorteil dieser Methode ist, dass derAbstand von Praparat und Probe konstant bleibt und dadurch die Effekte, die durch die Divergenzder Strahlung aus der nahezu punktformigen Quelle entstehen, fur alle Messungen identisch sindund hier keine weiteren rechnerischen Korrekturen notig sind. Wir untersuchen die Veranderungendes gemessenen Energiespektrums in Abhangigkeit vom Luftdruck im Rezepienten. Gemaß derFormel

x = sp

ps(5)

lasst sich der zugehorige Abstand x zwischen Probe und Detektor, der aquivalent zum Umgebungs-druck p ist, berechnen. Dabei ist s die fest eingestellte Strecke, die die Alphastrahlung bis zumMessgerat durchlauft und ps in diesem Fall der Normaldruck (ps = 1013mbar), der zur Simulationeiner Verschiebung vermindert wird.Bei der folgenden Messung benutzten wir eine abgedeckte Americiumquelle. Aufgrund der Abde-ckung haben die α-Teilchen laut Hersteller nur noch eine mittlere Energie von 4 MeV. Wir nahmennun das Energiespektrum der Quelle bei Luftdrucken im Bereich von 7−1013mbar auf, wobei jederMessreihe im Diagramm der Wert des Druckes zugeordnet wurde der im Rezepienten zur Zeit desMaximums herrschte. Wir erhalten folgendes Diagramm:

Abbildung 7: Abschwachung Alphastrahlung

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Zur Kalibrierung der Energieachse, nutzten wir noch einmal die unabgedeckte Probe, deren maxi-male Abstrahlung bei einem minimalen Druck von pmin = 7mbar bei etwa Ea = 5, 486MeV liegt.So konnten wir den Spannungswerten, welche uns der Analysator gibt, die entsprechende Energiezuordnen.Die Grafik zeigt deutlich, dass die aufgenommenen Spektren sich durch die Erhohung des Drucksim Rezipienten verandert haben. Das Hauptmaximum ist nach links in den energetisch niedrigerenBereich geruckt, es ist breiter und niedriger geworden. Auch ist die rechte Kante des Spektrums,also die maximale Energie der detektierten Teilchen, ebenfalls nach links geruckt, d.h. die maxi-male Energie ist bei steigendem Druck gesunken. Diese Entwicklungen haben wir noch einmal inzwei weitern Graphiken anschaulich gemacht. Diese zeigen deutlich, dass die Maximalenergie derTeilchen mit großer werdendem Abstand sinkt, wahrend die Halbwertsbreite der Maxima wachst.

Abbildung 8: Schwachung Alphastrahlung

Abbildung 9: Schwachung Alphastrahlung

Fur diese Erscheinungen gibt es eine eindeutige Erklarung. Mit steigendem Druck erhoht sich dieAnzahl der Luftteilchen und somit der potentiellen Stoßpartner fur die α-Teilchen im Rezipienten.Daher steigt die Wahrscheinlichkeit fur Stoße zwischen α-Teilchen und Luftteilchen, bei denendie Teilchen einen Teil ihrer Energie abgeben. Als Folge stoßen insgesamt mehr Teilchen, weshalbdie wahrscheinlichste Energie der detektierten Strahlung geringer wird. Da bei mehr Stoßpartnernauch die Anzahl der verschiedenen Moglichkeiten zu wechselwirken steigt, verbreitern sich die Peaksimmer mehr, das heißt ihre die Halbwertsbreite wachst. Langsamere Teilchen wechselwirken ehermit Materie als schnelle, weshalb die Peaks auf der linken Seite vom Maximum etwas breiter sindals auf der rechten. Da die Teilchenzahl, die vom Praparat ausgesandt wird, in etwa konstant istund mit steigendem Druck die Anzahl der Teilchen, die ihren ganze Energie bei Stoßen verlierenzunimmt, sinkt die Anzahl der Teilchen, welche vom Detektor detektiert werden.

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4.4 Differentieller Energieverlust

Um den Vorgang der Energieabgabe der α-Teilchen noch besser zu verstehen, betrachten wir dendifferentiellen Energieverlust dE

dx der Teilchen in der Luft in Abangigkeit vom Luftdruck bzw. demaquivalenten Abstand x des Praparates zum Detektor. Wir erhalten folgendes Diagramm:

Abbildung 10: Differentieller Energieverlust

Es ist deutlich zu erkennen, dass der differentielle Energieverlust wahrend des Abbremsvorgangsin der Luft nicht konstant ist. Stattdessen wachst er mit steigendem Abstand zwischen Praparatund Detektor sichtbar an. Die Ursache dafur ist, dass fur die langsameren α-Teilchen die Wahr-scheinlichkeit Energie zu verlieren viel großer ist als fur die schnellen. Dies liegt daran, dass dielangsameren Teilchen viel langer fur ihren Weg von der Quelle zum Detektor brauchen und sie da-her auch haufiger mit den Luftteilchen stoßen konnen. Dies stimmt bis zu dem Punkt an dem dasTeilchen keine Energie mehr hat, dann sinkt die Kurve auf Null, da bereits alle Energie an die um-liegende Luft abgegeben wurde. Die in der Literatur als ”Bragg-Kurve”bezeichnete Abhangigkeitbeschreibt dieses Phanomen des Energieverlust von Teilchen beim Durchgang durch Materie.

Abbildung 11: Bragg-Kurve Alphateilchen

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In unserem Versuch war es leider nicht moglich den letzten Teil der Kurve aufzunehmen, da unsereProbe dafur zu schwach gestrahlt hat und ab einem Abstand, der großer als die von uns gewahltens = 25mm war gar keine Teilchen mehr am Detektor angekommen sind.

4.5 Integrales Spektrum

Der fur die Aufnahme des α-Spektrums zur Verfugung stehende Einkanalanalysator bot uns auchdie Moglichkeit ein intergrales Spektrum aufzunehmen. Impulse, deren Maximalwert eine bestimm-te Schwellspannung, den Diskriminator, ubersteigen werden vom Analysator gezahlt. Fur die Auf-nahme des differentiellen Spektrums nutzt der Analysator eine zusatzliche obere Schwelle und zahltnur die Teilchen mit einer Energie, dessen entsprechende Spannung genau in dieses Fenster fallt. ImIntegralmodus gibt es keine obere Schranke und es werden alle Teilchen gezahlt, deren Energie dieuntere Grenze ubersteigt. Um an die eigentliche Anzahl der Teilchen zu kommen, welche mit einerbestimmten Energie angekommen sind, muss die erhaltene Kurve noch differentiert werden. Dieshaben wir getan und das durch Differentiation erhaltene und das direkt gemessene differentielleSpektrum verglichen. Umgekehrt haben wir außerdem ein differentiell aufgenommenes Spektrummanuell integriert um das erhaltene Spektrum mit dem aufgenommenem integralem Spektrum zuvergleichen. Wir erhalten folgende Grafiken:

Abbildung 12: Integrales Spektrum mit errechnetem differentiellen Spektrum

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Abbildung 13: Differentielles Spektrum mit errechnetem integralem Spektrum

Es ist deutlich ein sehr ahnlicher Kurvenverlauf zwischen gemessenem und errechnetem Spektrumzu sehen. Also scheinen beide Messmethode zur Spektrumaufnahme geeignet zu sein. Allerdingszeigt das manuell errechnete differentielle Spektrum deutliche Schwankungen im niederenergeti-schem Bereich, weshalb ein direkt gemessenes differentielles Spektrum vorzuziehen ware.

5 Experimente zur Betastrahlung

Bei den Versuchen zur Betastrahlung benutzten wir Strontium-90 und Krypton-85, als radioaktivePraparate. Strontium-90 zerfallt mit einer Halbwertszeit von 28,5 Jahren, unter Aussendung vonβ−-Strahlung mit einer Energie von 0,546 MeV, zu Yttrium-90. Das Yttrium-90 zerfallt zu 99,9%mit einer Halbwertszeit von nur 64 Stunden, unter Aussendung von β−-Strahlung mit einer Energievon 2,274 MeV, zum stabilen Zirkonium-90. Nur dieser Zerfall kann in den folgenden Experimentenuntersucht werden. Das Strontium-90 ist in eine Silberfolie eingewalzt und zusatzlich mit einerEdelstahlfolie umgeben, sodass das energiearme β−-Teilchen aus der ersten Zerfallsstufe komplettabsorbiert wird.Der β−-Strahler Krypton-85 zerfallt mit einer Halbwertszeit von 10,8 Jahren mit einer Wahrschein-lichkeit von 99,6% direkt zum stabilen Rubidium-85. Die dabei ausgesendeten β−Teilchen besitzeneine Energie von etwa 0,687MeV. Nur dieser Zerfallsprozess kann im Folgenden von uns gemessenwerden. Diese Prozesse sind in Abbildung 14 schematisch dargestellt.

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(a) 90-Sr (b) 85-Kr

Abbildung 14: Zerfallsschemata

5.1 Beta-Spektroskopie

Mit der Beta-Spektroskopie wird die Geschwindigkeit der Beta-Teilchen gemessen und die dazu-gehorige Energie berechnet.

5.1.1 Aufbau

Das Magnetfeldspektrometer besteht im Wesentlichen aus zwei Spulen, welche ein homogenes Ma-gnetfeld erzeugen und einer Kammer, die mit drei Bohrungen Platz fur eine Hallsonde, ein Geiger-Muller-Zahlrohr und den Praparatstift bietet. Der Stift und das Zahlrohr sind in einem bestimmtenWinkel angeordnet und lassen sich durch einen Kreisbogen mit dem Radius r verbinden. Zum Auf-bau gehoren weiterhin ein Stromversorgungsgerat, ein Teslameter und ein Impulsratenmesser. AlleGerate sind mit den Computer verbunden und durch das Programm DasyLab werden alle gemes-senen Werte ausgegeben.

Abbildung 15: Aufbau Betaminusspektroskopie

Das β−-Teilchen hat eine Geschwindigkeit v und beschreibt unter Einfluss des Magnetfeldes einenKreisbogen in der Kammer. Je nachdem wie Geschwindigkeit und Magnetfeld zueinander passen,erreicht das Teilchen den Detektor oder nicht. Dieser Sachverhalt ist durch den Zusammenhang

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von Lorentzkraft und Radialkraft gegeben:

Lorentzkraft = Radialkraft

evB = mv2

r

r =mv

eB

Hier sieht man die Abhangigkeit des beschriebenen Radius vom Magnetfeld und der Teilchenge-schwindigkeit. Da die Geschwindigkeit mit der kinetischen Energie zusammenhangt, kann gesagtwerden: Bei hoher energetischen Teilchen muss das Magnetfeld dementsprechend starker sein, da-mit diese den Detektor erreichen. Fur den Impuls gilt:

p = mv = erB (6)

Fur relativistische Partikel ist der folgende Zusammenhang gegeben:

E2 = p2c2 +m20c

4 (7)

wobeiE = Ekin +m0c

2 (8)

Wird nun (7) in (8) eingesetzt und der Impuls wie in (6) ersetzt, erhalt man fur die kinetischeEnergie der geladenen Teilchen in Abhangigkeit der Großen B, r und m0:

Ekin =√

(eBrc)2 + (m0c2)2 −m20c

2 (9)

5.1.2 Arbeitsspannung Geiger-Muller-Zahlrohr

Zunachst musste ermittelt werden, in welchem Spannungsbereich das Geiger-Muller-Zahlrohr dieImpulse moglichst verlustfrei aufzeichnete. Dafur wurde ein konstantes B-Feld von 80mT eingestelltund die Spannung ausgehend von 250V schrittweise bis zum Maximum erhoht. Ausschau gehaltenwurde nach einem Plateau, bei dem sich die Impulszahlrate nicht mehr erhohte. Der dazugehorigeSpannungsbereich musste der Arbeitsspannungsbereich sein.

Abbildung 16: Zahlrohrcharakteristik-Betaspektroskopie

5.1.3 Beta-Spektrogramm

Mit der Arbeitsspannung U=450V konnte ermittelt werden, wie sich die Zahlrate unter Einfluss desMagnetfeldes veranderte. Die magnetische Flussdichte wurde schrittweise ausgehend von 0mT bis

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zum maximal moglichen Wert erhoht. Als extra Verstarkung konnten optional Permanentmagnetenbenutzt werden.

Abbildung 17: Beta Spektrogramm Strontium

Abbildung 18: Beta Spektrogramm Krypton

Beide Diagramme sind abzuglich der Nullzahlrate dargestellt, die bei der Strontiummessung 3Impulse pro 10s betrug und bei der Kryptonmessung 5 Impulse pro 10s. Eine Ursache fur dieAbweichung konnte sein, dass die Messungen an unterschiedlichen Tagen durchgefuhrt wurden.Die Elektronen mit der hochsten Energie treten bei Strontium-90 bei 315mT und bei Krypton-85bei 93mT auf. Diese Daten sind mit Unsicherheiten behaftet, da hier der letzte Punkt vor demNullzahlraten-Plateau nicht exakt aus dem Diagramm abgelesen werden kann. Der spater behan-delte Fermi-Kurie-Plot bietet mit den entsprechenden Geratschaften eine bessere Moglichkeit, dieMaximalenergie zu ermitteln. Der Hersteller des Magnetspektrometers gibt den Krummungsradius

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zu r = 50mm an. Zur Uberprufung der abgelesenen Großen wird der Wert fur die magnetischeFlussdichte und der Radius in die Gleichung (9) eingesetzt. Dabei ergeben sich mit den gegebenenGroßen:

c = 299792, 5103m

s

m0 = 9, 10910−31kg

e = 1, 60210−19As

folgende Werte:

Ekin(Strontium− 90) = 4, 722MeV

Ekin(Krypton− 85) = 1, 39MeV

Die Werte weichen um etwas mehr als das Doppelte von den Tabellenwerte von Strontium-90(2,274MeV) und Krypton-85 (0,687MeV) ab. Zu erklaren ist eine solch hohe Abweichung nur miteiner fehlerhaften Angabe des Radius vom Hersteller. Umstellen der Gleichung (9) nach dem Ra-dius und das Einsetzen der maximalen kinetischen Energie gemaß den Tabellenwerten ergibt:

fur Strontium-90: r = 24, 1mmfur Krypton-85: r = 24, 0mm

Da der Hersteller keine Auskunft erteilt, ist keine genaue Erklarung fur die Abweichung vorhan-den. Da der tatsachliche Radius aber fast die Halfte des angegebenen Radius betragt, liegt derSchluss nah, dass Durchmesser und Radius bei der Angabe verwechselt wurden. Folgend wurdenunter dieser Annahme die B-Feld-Werte unter Verwendung von Gleichung (9) in Energiewerteumgerechnet:

Abbildung 19: Energiespektrum Strontium 90

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Abbildung 20: Energiespektrum Krypton 85

Auffallend ist, dass die Kurven nicht im Koordinatenursprung beginnen sondern etwas hoher. Einβ+-Strahler weist ein leicht anderes Spektrum auf:

Abbildung 21: Betaspektrum laut [PRSZ94, S.248]

Der Grund dafur ist das Coulomb-Feld des Tochterkerns, welches die β−-Teilchen anzieht und dieβ+-Teilchen abstoßt. Damit haben Positronen bei der Abstoßung immer eine hohere Geschwindig-keit als Elektronen, welche entgegengesetzt dazu vom Kern angezogen werden. Das heißt, selbstwenn das Neutrino die gesamte Energie aus dem Zerfall aufnimmt, erhalt das Positron immer einenMindestbetrag an Geschwindigkeit durch die Wirkung des Coulomb-Feldes.

5.1.4 Fermi-Kurie-Plot

Da die Bestimmung der maximalen Energie der Elektronen durch die zuvor gezeigte Methode miteinigen Unsicherheiten behaftet ist, gibt es mit dem “Fermi-Kurie-Plot“ eine weitere Moglichkeitdiese zu bestimmen. Dabei erhalt man eine lineare Funktion, deren Schnittpunkt mit der x-Achsedie Maximalenergie darstellt. Es wird der Teilabschnitt des Spektrogramms vergroßert, der den

Ubergang zur Nullzahlrate zeigt. Aufgetragen wird hierbei√

Np2F uber E. Der relativistische Impuls

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berechnet sich wie folgt: Aus Gleichung (7) und dem Quadrat von Gleichung (8) ergibt sich:

p2 = (Ekinc

)2 + 2Ekinm0 (10)

Abbildung 22: Fermi-Kurie Plot Strontium 90

Abbildung 23: Fermi-Kurie Plot Krypton 85

Die Funktionen schneiden die Energieachse vor dem zuvor abgelesenen Wert der Maximalenergie.Bei Strontium-90 kann aus der Formel ein Wert von 2,245MeV (Abweichung ca. 1,4%) berechnetwerden. Bei Krypton-85 sind es 0,66MeV (Abweichung ca. 4%). Allerdings konnten diese Geradennur durch bei einer Auswahl der Wertepaare entstehen, denn kleine Schwankungen in der Zahlratewirkten sich immens auf das Endergebnis aus. Eine wirkliche Verwendung des Fermi-Kurie-Plotskann man also nur dann in Betracht ziehen, wenn entsprechende Messgerate mit einer hohenGenauigkeit zur Verfugung stehen. Dies war hier nicht der Fall. Theoretisch ließe sich aus demFermi-Kurie-Plot die verbleibende Energie und somit die Masse des Neutrinos bestimmen. Wenn dieMasse des Neutrinos verschieden von Null ware, wurde sich bei einem weiteren starken Vergroßerndes Fensters in der Nahe des Schnittpunktes mit der Energieachse zeigen, dass die Funktion einen

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senkrechten Knick nach unten ausfuhrt und die x-Achse an einer anderen Stelle schneidet. DieDifferenz der beiden Schnittpunkte sollte dann die Energie darstellen. Bisher ist noch nicht geklart,ob die Neutrinomasse 0 ist. Die neusten Methoden erreichen bei dieser Messmethode eine Auflosungvon bis zu 2 eVc2 (Quelle: http://de.wikipedia.org/wiki/Neutrino).

5.1.5 Genauigkeit der Messmethode

Allgemein kann gesagt werden, dass die Messung mit dem Magnetspektrometer relativ genaueDaten liefert. Die Voraussetzung dafur ist jedoch eine korrekte Herstellerangabe des Radius derKammer. Dies war hier nicht der Fall. Desweiteren hangt die Messung von der Genauigkeit dergemessenen Flussdichte-Werte ab. Ist das Gerat hier nicht zuverlassig, wird man im Bereich dermaximalen kinetischen Energie Schwankungen erhalten. Das verwendete Messgerat hatte eine Ge-nauigkeit von ±2% . Dies lasst schon einen kleinen Raum von Messungenauigkeiten zu. Bei dengemessenen 315mT von Strontium-90 waren dies bereits ±6,3mT. Dies kann am Ende dazu fuhren,dass die Messergebnisse so verfalscht werden und beispielsweise der Fermi-Kurie-Plot nicht mehraussagekraftig ist. Als zweiter Punkt ist die Zahlratenmessung aufzufuhren. Da in einem Intervallvon 10s Sekunden gemessen wurde, konnen hier ausreichend starke Schwankungen in den Imuplsenauftreten, und die Zahlrate verfalschen. Beim Fermi-Kurie-Plot sieht man dies deutlich, da erst eineAusgleichsgerade ausgewahlter Punkte die entsprechende lineare Funktion liefert. Eine Erhohungder Messdauer ware ratsam gewesen und hatte eventuell etwas genauere Werte geliefert. Die Mess-genauigkeit ist mit ≤ 3% angegeben, was auf das Gesamtbild des Spektrums keinen großen Einflusshat, aber sich wiederum in der Nahe der Maximalenergie auf das Ergebnis auswirken kann.

5.2 β- Absorption


Fur die Absorption von β- Teilchen gilt das Absorptionsgesetz: Z(x) = Z(0)e−µx, wobei Z dieZahlrate je Zeiteinheit, µ der lineare Absorptionskoeffizient und x die Schichtdicke ist. Ein aussa-gekraftigeres Maß zur Charaktersisierung der Absorbers ist die Flachenmasse. Diese ist definiertals das Produkt aus der Dichte ρ des Absorbers und der Schichtdicke x: d = xρ. Das im Folgendenverwendete Absorptionsgesetz, welches die Flachenmasse berucksichtig, lautete:

Z(d) = Z(0)e−dµρ (11)

Der Quotient µρ ist der lineare Massen-Absorptionskoeffizient. Außerden lasst sich uber den linea-

ren Absorptionskoeffizient µ noch eine weitere aussagekraftige Große definieren, die Halbwertdickex1/2 = ln2

µ . Diese gibt Auskunft uber die Dicke des Absorbers nach der nur noch die Halfteder eingehenden Strahlung detektiert werden kann. Anzumerken ist, dass das exponentielle Ab-sorptionsgesetz nur fur kleine Schichtdicken gilt. Bereits ab einer Absorberdicke großer als einerHalbwertsdicke kommte es zu Abweichungen vom exponentiellen Verlauf. Außerdem lasst sich derMassen-Absorptionskoeffizient aus der maximalen Energie der β- Teilchen uber folgenden empiri-schen Zusammenhang berechnen gemaß [Sto90, S.104]:

µ

ρ= 1, 7E−1,43

βmax 0, 1 ≤ Eβmax ≤ 3, 5MeV (12)

5.2.2 Aufbau und Durchfuhrung

Um den Teil der transmittierten Strahlung zu messen, wahlten wir einen Aufbau bei dem zwischenQuelle und Detektor ein veranderlicher Absorber steht. Als Detektor verwendeten wir fur diesenTeilversuch einen Szintillationszahler, der sowohl β- als auch γ-Strahlung detektiert. Der gesamteAufbau war von einer Bleikammer ummantelt. Wir stellten wieder eine Probe in eine Bleikammer,sodass zwischen dem Detektor und der Probe ein Abstand von ungefahr 5 cm war. Dann wurdeAluminium verschiedener Schichtdicke dazwischen gelegt und die noch beim Zahler ankommendeStrahlung, also hier Teilchen pro Sekunde, gemessen.

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Als erstes haben wir aber die Detektorkennlinie aufgenommen, um die Arbeitsspannung zu be-stimmen. Dazu stellten wir die radioaktive Quelle, als erstes Strontium, in die Bleikammer undmaßen die Zahlraten pro 10 s bei unterschiedlich anliegenden Spannungen. Die Auslosespannungdes Szintillationszahlers lag bei 820V . Bis zu einer Spannung von 1080V stieg die Zahlrate pro-portional zur Spannung an. Daran schließt sich der Plateaubereich an in dem man eine deutlichgeringere Zunahme der Zahlrate bei Erhohung der Spannung erkennen kann. Man sollte aber denDetektor nicht weit uber dem Plateaubereich beanspruchen, da er sonst durch eine Dauerentla-dung zerstort werden konnte. Wir wahlten unsere Arbeistsspannung bei 1200V. Das gemesseneSpektrum ist in Abbildung 24 dargestellt.

Abbildung 24: Detektorkennlinie zur Betaabsorption

Nun wurde der Versuch zunachst mit Strontium und danach mit Krypton durchgefuhrt. Dazu wur-de das radioaktive Praparat in die Bleikammer gestellt und nacheinander dunne Aluminiumfolienzwischen Detektor und Probe geschoben. Anschließend wurde die Zeit gemessen, die verging bis10.000 Impulse registriert wurden. Die Zahl der erforderlichen Impulse wurde auf 1000 verringert,sobald die Messdauer ein ertragliches Maß uberschritt.

5.2.3 Auswertung

Wir haben die Transmissionskurven von Strontium-90 und Krypton-85 graphisch dargestellt:

(a) Strontium (b) Krypton

Abbildung 25: Transmissionskurven

Hierbei musste man beachten, dass die β- Teilchen nach dem Durchdringen des Absorbers, hierAluminium, mit der Dichte ρ = 2, 7 g

cm3 , noch ca. 5 cm in Luft zurucklegen mussten. Das entsprichteiner Flachenmasse von 6 mg

cm2 . Diese musste noch auf die Flachenmassen von den verschiedenenDicken hinzugerechnet werden. Um die Umgebungsstrahlung ebenfalls zu berucksichtigen, wurde

27

noch die Nullzahlrate aufgenommen. Dazu haben wir jeweils fur 60 s die Impulszahl in der Blei-kammer ohne Praparat aufgenommen. Diese Messung wiederholten wir 10 mal und erhielten alsMesswert 6 Ereignisse pro Minute. Dieses Maß fur die Umgebungsstrahlung haben wir von dergemessenen Impulszahlrate abgezogen.Wir erhielten in beiden Fallen eine exponentiell abfallende Kurve, die naherungsweise dem Ab-sorptionsgesetz entspricht. Das heißt, dass sich ab einer gewissen Schichtdicke des Absorbers einkonstanter Wert einstellen muss. Dieser Wert entsteht aufgrund der Umgebungsstrahlung, demγ- Anteil des Praparates und der Bremsstrahlung der Elektronen. Solch einen Verlauf sehen wirauch, hier haben wir einen konstanten Wert bei Strontium von 7, 08s−1 und bei Krypton von0, 65s−1. Da die Kurven einer Exponentialfunktion entsprechen, sollte beim Logarithmieren eineGerade entstehen. Nun haben wir die obigen Kurven logarithmiert. Mann muss aber zwei Graphenunterscheiden:

(a) Strontium

(b) Krypton

Abbildung 26: Logarithmierte Transmissionskurven:Rot- Beta Differenzkurve,Blau- Kurve mit Beta und Gamma Anteile

Die roten Messpunkte reprasentieren die Differenzkurve, welche nur dem β- Anteil der Strahlungentspricht. Dieser Anteil ist naherungsweise eine Gerade. Der Schnittpunkt der roten Kurve mitder Abszisse ist die Grenzflachenmasse, ab der die Elektronen nicht mehr transmittiert werden.Bei dieser Kurve wurde noch vor dem Logarithmieren der oben genannte konstante Zahlratenwert

28

abgezogen. Die blaue Kurve ensteht durch das Logarithmieren der direkt gemessenen Zahlrate.Demnach reprasentieren die blauen Messpunkte die Uberlagerung aus dem β- und den γ- An-teil der Strahlung. Aus den Abbildungen 26 geht hervor, dass Differenzkurve und logarithmierteTransmissionskurve bis zu einem Punkt nahezu identisch verlaufen. Auch anhand der blauen Kur-ve lasst sich die Grenzflachenmasse bestimmen. Diese nahert sich einem konstanten Wert an. DieGrenzflachenmasse liegt an dem Punkt, an dem die Kurve zum ersten Mal signifikant von jenemGrenzwert abweicht.

StrontiumAus dem Diagramm erkennt man eine Grenzflachenmasse von 1050 mg

cm2 . Dieses Ergebnis verglei-chen wir nun mit den berechneten Werten aus der Energie bei der Umwandlung. Fur die Reichweite-Energie-Beziehung gibt es mehrere empirische Formeln, die fur den betrachteten Energiebereich inFrage kommen. Wir erhalten folgende Werte:

Autor Reichweite- Energie- Beziehung Berechnetes d in mg/cm2 Abweichung

Flammersfeld Rmaxρ = 1, 1(√

1 + 22, 4102 − 1) 1079 2,67 %Glendenin (1) Rmaxρ = 4, 4210−1, 33 1099,5 4,5 %Glendenin (2) Rmaxρ = 4, 07101,38 - -

Weber Rmaxρ = 5101− 0,983

1+4,3102 1033,3 1,62 %Katz und Penfold Rmaxρ = 5, 310−1,06 1099,2 4,48 %

Glocker Rmaxρ = 0, 65(√

1 + 53, 6102 − 1) 1019,1 3,03 %

Tabelle 3: Vergleich der Ergebnisse von Betaabsorption von Strontiumstrahlung

An den prozentualen Abweichungen vom ermitteltem Wert aus dem Diagramm kann man sehen,dass die Methode hierfur gut geeignet ist. Die maximale Reichweite hangt also von der Energieder Teilchen ab, die kontinuierlich verteilt ist. Um die maximale Reichweite Rmax zu bestimmen,muss man nur den Quotient aus der Grenzflachenmasse und der Dichte von Aluminium bilden:Rmax = dmax

ρ . Bei Strontium erhielten wir eine maximale Reichweite von 3,99 mm in Aluminium.

Der lineare Massen- Absorptionskoeffizient ist 0,525 m2

kg .

KryptonFur Krypton haben wir eine Grenzflachenmasse aus dem Diagramm von 160 mg

cm2 abgelesen. AlsVergleichswerte erhalten wir:

Autor Berechnetes d in mg/cm2 AbweichungFlammerfeld 256,67 37,66 %Glendenin (1) - -Glendenin (2) 235,16 31,96 %

Weber 250,62 36,16%Katz und Penfold 249,63 35,91 %

Glocker 260,86 38,66 %

Tabelle 4: Vergleich der Ergebnisse von Betaabsorption von Kryptonstrahlung

Hier sind die Abweichung schon relativ groß. Das liegt unser Ansicht nach daran, dass die Aktivitatder Quelle relativ gering ist und dadurch hohe statistische Schwankungen auftreten konnen. Bei ei-ner Halbwertzeit von 10,8 a kann man davon ausgehen, dass das von uns verwendete Praparat schonalter ist. Ein weiterer Grund konnte in der im Vergleich zu Strontium geringen maximalen Ener-gie der β-Strahlung liegen, da deshalb der Bremsstrahlungsanteil auch geringer ist. Dadurch lasstsich die logarithmierte Transmissionskurve schlecht verwenden. So liegt der Grenzwert der Trans-missionskurve bereits im Negativen. Uber die Grenzflachenmasse lasst sich ebenso die maximale

29

Reichweite bestimmen. Diese liegt bei ca. 0,948 mm. Der lineare Massen- Absorptionskoeffizient

betragt demnach 3,014 m2

kg .

5.2.4 Fehlerquellen und Bewertung der Methode

Allgemein ist diese Methode zur Bestimmung der Reichweite gut geeignet, da die Abweichungenim Bereich von 3 % liegen, wenn die Aktivitat ausreichend hoch ist. Eine mogliche Fehlerquellebei dieser Messmethode ist, dass die β-Teilchen den Absorber nicht vollstandig durchlaufen, da siedurch Streuung seitlich austreten konnen. Zur Verbesserung konnte man Blenden anbringen, diediesen Effekt weitestgehend verhindern konnten. Um statistische Schwankungen besser zu kompen-sieren konnte man mehr als 10.000 Impulse detektieren lassen. Dazu war nicht genug Zeit, da mitzunehmender Flachenmasse die notwendige Messdauer anstiegt. Bessere Messergebnisse ließen sichauch erzielen wenn man die Dichte der Messpunkte im Bereich der Grenzflachenmasse und daruberhinaus erhohen wurde. Somit ware die Ausgleichsgerade in diesem Bereich reprasentativer.

5.3 β-Ruckstreuung


Bei der Durchfuhrung von Strahlungsmessungen ist es wichtig die Ruckstreuung der β-Teilchen ander Unterlage der Strahlungsquelle zu berucksichtigen, um eine Verfalschung der Messergebnissezu vermeiden. Um diesen Effekt zu vermeiden oder spater herausrechnen zu konnen, ist es wichtigihn naher zu untersuchen.β-Ruckstreuung tritt auf, wenn ein Teil der β-Strahlung, die vom Praparat ausgeht an der Ober-flache eines Materials, z.B. Aluminium, reflektiert wird. Trifft die Strahlung auf eine Platte, so wirdsie teilweise in den ruckwertigen Halbraum gestreut und kann dort von einem Zahler registriertwerden. Dabei tritt zwischen den β-Teilchen und den Elektronen der Atomhulle Coulombwechsel-wirkung auf. Je mehr Atome der Strahlung im Weg sind, desto mehr Streuprozesse konnen auf-treten. Also ist die Ruckstreurate abhangig von der Dicke des Materials. Ist die Schichtdicke sehrgering tritt Einzel- bzw. Mehrfachstreuung auf. Ab 20 Streuprozessen spricht man von Vielfach-streung. Bei sehr großer Schichtdicke durchdringt kein β-Teilchen mehr das Material. Ein Großteilder Strahlungsteilchen wird absorbiert, der Rest wird durch Coulombwechselwirkung zuruck in denHalbraum der Strahlungsquelle gestreut. Außerdem lasst sich schlussfolgern, dass die Ruckstreurateab einer bestimmten Dicke nicht mehr anwachst, sie erreicht einen Sattigungswert.Aus dieser Erklarung folgt direkt, dass die Ruckstreurate mit zunehmender Kernladungszahl desMaterials großer wird, da die Zahl der Hullenelektronen im selben Maß wie die der Protonenanwachst. Desweiteren sollte ein Unterschied zwischen β+- und β−-Strahlung bestehen, wenn manMetalle als Reflektor verwendet. Weil sich im Metallgitter zusatzlich zu den Hullenelektronen einElektronengas befindet, das die Positronen mit seiner negativen Ladung zusatzlich anzieht. Somitsollte die Ruckstreurate fur β+-Teilchen geringer sein als fur β−-Teilchen.

5.3.2 Aufbau

Der im Rahmen des Projektes durchgefuhrte Versuch kann in zwei Abschnitte aufgeteilt werden.Im ersten Teil wurde die Abhangigkeit der Ruckstreurate von der Schichtdicke gemessen. Als Ma-terial wurde Aluminium unterschiedlicher Dicken verwendet. Der zweite Teil beschaftigt sich mitdem Zusammenhang zwischen Kernladungszahl und Ruckstreurate. In beiden Teilen wurde derselbe Aufbau verwendet. Die Versuche wurden mit Sr90 und Kr85 durchgefuhrt.Zur Durchfuhrung diente ein Stativ, an dessen Seite das Praparat senkrecht nach oben zeigendbefestigt werden konnte. In der Mitte des Stativs war das Geiger-Muller-Zahlrohr befestigt. Aufdem Stativ befand sich ein Rahmen. Der zu untersuchende Reflektor konnte mit Hilfe eines Hebelsleicht in den Rahmen eingesetzt und auch wieder herausgeholt werden. Um die Aluminiumfolieneinzusetzen diente ein Plastikrahmen, der mit einem zusatzlichen Metallrahmen beschwert werdenkonnte.

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Vor der Durchfuhrung des eigentlichen Experiments galt es die Zahlrohrcharakteristik aufzuneh-men, um die Arbeitsspannung zu bestimmen. Danach musste der optimale Abstand des Rahmensgefunden werden, also der Abstand fur den, bei sonst gleichbleibenden Bedingungen, die Zahlrateam großten war.Fur die Zahlcharakteristik ergaben sich folgende Werte.

Abbildung 27: Zahlrohrcharakteristik zur β-Ruckstreuung

Als Arbeitsspannung wurde 540V gewahlt.

Fur die darauf folgende Abstandsmessung ergibt sich Folgendes.

Abbildung 28: Bestimmung des optimalen Abstandes

Fur die Versuchsdurchfuhrung wurden 29mm als optimaler Abstand gewahlt.

5.3.3 Auswertung

Mit der Arbeitsspannung und dem optimalen Abstand konnte nun die erste Messung beginnen.Um die Schichtdicke zu variieren standen eine Vielzahl von zugeschnittenen Aluminiumfolien(ca.10µm), Aluminiumblechen (ca.170µm), Platten (ca.3000µm) und eine Platte (ca.8000µm) zurVerfugung. Die Messung wurde fur Strontium und fur Krypton durchgefuhrt. Doch vorab wur-de noch eine Nullratenmessung durchgefuhrt (Nullrate ≈ 260Imp/min). Angefangen bei 10µm

31

wurde die Dicke schrittweise auf 8000µm erhoht. Die Messergebnisse sind im Folgenden graphischdargestellt. Die Literaturwete entnahmen wir aus: [MS02]

(a) Strontium (b) Krypton

Abbildung 29: Schichtdickenmessung

An den Grafen lasst sich erkennen, dass die Ruckstreurate einen Sattigungswert erreicht. Zudemfallt auf, dass die Aktivitat des Kryptonpraparats gering ist, was man an starker schwankendenWerten erkennen kann. Zum besseren Vergleich zwischen den beiden Stoffen sind in der folgen-den Grafik die Ruckstreuquotienten aufgetragen, d.h. das Verhaltnis von gemessener Rate zurSattigungsrate.

f =n

ns

Abbildung 30: Ruckstreurate

Aus dem Diagramm konnen die Sattigungsdicken abgelesen werden. Man ließt ab

xsr(Sr) ≈ 800µm und xsr(Kr) ≈ 200µm.

Die Sattigungsdicke lasst sich mit der maximalen Reichweite der Strahlung in Verbindung setzen.Jedoch ist dieser Zusammenhang empirisch begrundet. Es gilt

xsr ≈ 0, 2Rmax, somit Rmax(Sr) ≈ 4000µm und Rmax(Kr) ≈ 1000µm

32

Da die max. Reichweite in Relation zur max. Energie der β-Strahlung steht, lassen sich die experi-mentellen Werte mit denen der empirischen Formeln der Energie-Reichweite-Beziehung vergleichen.Hierbei ist zu beachten, dass im Strontiumpraparat der energiereichste gemessene Ubergang vonseinem Zerfallsprodukt Yttrium-90 zu Zirkonium-90 erfolgt. Es ergeben sich folgende Werte.

Abbildung 31: Messwerte im Vergleich

Aus der Tabelle lasst sich ablesen, dass die Messwerte fur Strontium gut mit den empirischenFormeln ubereinstimmen. Bei Krypton sind die Abweichungen großer. Dies kann an der starkerschwankenden Zahlrate liegen, da Krypton nur eine Halbwertzeit von ca. 10,8 Jahren besitzt,Strontium hingegen 28,5 Jahre.Im zweiten Versuchsteil wurden verschiedene Materialen in den Rahmen eingesetz, um die Ab-hangigkeit der Ruckstreurate von der Kernladungszahl zu ermitteln. Auch hier gilt ein epmirischerZusammenhang.

xsr = bZ2/3,

wobei b eine von der Messgeometrie und von der Aktivitat des Praparates abhangige Konstanteist. Um verwertbare Ergebnisse zu erhalten, wurde die Messung jeweils uber 40s durchgefuhrt.Hinzu kommt, dass einige der Ruckstreumaterialien selbst strahlen. So musste zusatzlich zur Null-rate noch die Eigenstrahlrate der Stoffe abgezogen werden. Signifikante Eigenstrahlung trat nurbei Nickel und Woodschem Metall auf. (Zusammensetzung: 50% Bismut, 25% Blei, 12,5% Zinnund 12,5% Cadmium) Das Auftreten von Strahlung ist vermutlich auf Verunreinigungen im Metallzuruckzufuhren. Im Fall von Nickel sind es vermutlich Cobalt- oder Palladium-Bestandteile, dienicht vom Nickelerz getrennt wurden. Beim Woodschen Metall sind die Werte wahrscheinlich aufradioaktive Isotope des Bismuts zuruckzufuhren. Aus den Messungen ergeben sich folgende Grafen.

Abbildung 32: Abhangigkeit von der Kernlasdungszahl der Reflektors

Bei Berucksichtigung aller Messwerte ergibt der optimale Potenzfunktionenfit fur Krypton einenExponenten großer 1. Dies ist eine uberaus große Abweichung von dem erwarteten Wert und die

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Krummung der Kurve stimmt nicht mit dem erwarteten Verlauf uberein. Aufgrund der kleinenAktivitat des Kryptonstrahlers und der geringen Ruckstreurate von Materialien mit kleiner Kern-ladungszahl, unterliegen die ersten beiden Messwerte großen Schwankungen. Deswegen haben wirsie aus dem zweiten Fit herausgenommen und erhalten lediglich eine Abweichung von 7, 1% vonden erwarteten 2

3 . Im Folgenden sind beide Messreihen mit zugehorigem Fit dargestellt:

(a) komplette Messreihe

(b) ohne kleine Kernladungszahlen

Abbildung 33: Abhangigkeit von der Kernlasdungszahl der Reflektors


Fehlerquellen sind gewiss in den statistischen Schwankungen der Zahlraten zu suchen. Allerdingsgibt es keine einheitliche Theorie zur Beschreibung der Reichweite-Energie-Beziehung, da die ver-wendeten Formeln ebenfalls empirisch gefunden wurden. Somit lasst sich bei der Reichweitenbe-rechnung kein Literaturwert festlegen, ohne gleichzeitig die verwendete Formel anzugeben. Eineweitere, bei der Messung und auch im Ergebnis erkennbare Fehlerquelle, liegt in der Aktivitat derPraparate begrundet. Die Aktivitat des Strontiumpraprats ist eindeutig großer als die des Kryp-tons. Anhand der Messwerte erkennt man, dass die Schwankungen bei Strontium deutlich geringerausfallen und sich so die Sattigungsdicke wesentlich besser bestimmen lasst. Bei Krypton hinge-gen fallt es deutlich schwerer die Sattigungsdicke zu ermitteln. Die großere Aktivitat zeigt sich inder grafischen Darstellung der Ruckstreufaktoren fur Strontium und fur Krypton. Die Messpunktefur Krypton liegen deutlich unterhalb den Strontiumwerten, obwohl die selben Reflektoren ver-wendet wurden. Der Ruckstreufaktor berechnet sich aus dem Verhaltnis von Detektroranzeige mit

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Reflektorschicht zu Detektoranzeige ohne Reflektorschicht.

Abbildung 34: Ruckstreufaktor

6 Experimente zur Gammastrahlung

Bei den Versuchen zur γ-Strahlung verwendeten wir ein Cobalt-60- und ein Casium-137-Praparatals Strahlungsquellen. Die Zerfallschemata sind in Abbildung 35 dargestellt.

(a) Cs-137 (b) Co-60

Abbildung 35: Zerfallsschemata

Bei beiden Praparaten kommt es mit großer Wahrscheinlichkeit zuerst zu einem Beta-Zerfall derzu einem angeregten Zustand des Tochternuklids fuhrt. Der Tochternuklid geht anschließend unterAussendung von γ-Strahlung in den Grundzustand uber.

6.1 Spektrum Cs-137 und Co-60

Als erstes haben wir das Energiespektrum der von uns verwendeten Praparate mit einem Szintil-lationszahlrohr aufgenommen.

6.1.1 Aufbau und Durchfuhrung

Der Versuchsaufbau bestand aus einer Bleikammer, in welche das radioaktive Praparat hineinge-stellt wurde. Uber der Strahlungsquelle war ein Szintillationszahlrohr angebracht, das mit einemVerstarker und einem Vielkanal-Impulshohenanalysator verbunden war. Zuerst wurde die Detek-torcharakteristik des Aufbaus bestimmt und anschließend die Energiespektren aufgenommen.

35

6.1.2 Detektorcharakteristik

Die Aufnahme der Detektorkennlinie begannen wir mit einer Messung ohne Strahlungsquelle inder Kammer. Das Ergebnis ist in Abbildung 36 dargestellt. Man erkennt in dem Spannungs-Impulsraten-diagramm einen gezackten Grafen, der anfanglich recht konstant ist und bei hoherenSpannungen ansteigt. Die gemessene Impulsrate ist im Vergleich zu der Messung unter Strah-lungsexpositon jedoch gering. Der Grund fur den Anstieg ist, dass ab einer ausreichend hohenSpannung das elektrische Feld ausreicht, um weitere Elektronen aus der Photokathode oder denDynoden herauszulosen. Mit zunehmender Beschleunigungsspannung kann von den Elektronen,die auf die Dynoden treffen, die Auslosearbeit fur weitere Elektronen durch Stoße uberwundenwerden. Dazu muss ihre kinetische Energie eU , die sie durch Beschleunigung im elektrischenFeld erhalten, großer sein als die Austrittsarbeit des Dynodenmaterials. Dieser Prozess der Se-kundarelektronenvervielfachung setzt in unserem Fall ab etwa 600V ein und die Impulsrate steigtan. Erst ab einer Spannung von ca. 380V erreichen die Elektronen die Anode und die Impulszahlist verschieden von Null.

Abbildung 36: Detektorkennlinie ohne Probe

Abbildung 37 zeigt die von uns aufgenommene Detektorkennlinie mit der Casium-137-Probe in derMesskammer. Wir erkennen an der Skalierung, dass nun deutlich hohere Impulsraten gemessen wer-den, die weit uber der vorigen Nullrate liegen. Ab einer Spanung von etwa 610V setzt der Elektro-nenvervielfachungsprozess ein und wir erkennen ein schlagartiges Ansteigen des Impulse. Erhohenwir die Spannung weiter, so werden, trotz gleichbleibender Aktivitat des Praparates, immer mehrElektronen aus den Dynode herausgelost und die Impulsrate steigt an. Dieser Spannungsbereich istder Proportionalitatsbereich, der in unserem Fall zwischen 600-850V liegt. An diesen schließt sichder Plateaubereich an, in dem sich eine konstante Zahrate einstellt. Alle zur Verfugung stehendenElektronen werden in diesem Bereich, unabhangig von der kinetischen Energie des Primarelektronsvon der Photokathode, aus den Dynoden herausgeschlagen. In diesem Plateaubereich wahlten wirdie Arbeitsspannung.

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Abbildung 37: Detektorkennlinie mit Probe

6.1.3 Auswertung

Das Spektrum von Cs-137 bei verschiedenen Spannungen

Zur Feststellung geeigneter Parameter wurde das Spektrum von Cs-137 fur drei verschiedenenSpannungen aufgenommen. Die angelegte Gesamtspannung wird uber die Spannungsteilerschaltungzwischen den Dynoden des Sekundarelektronenvervielfachers aufgeteilt. In Abbildung 6.1.3 zeigtdie blaue Kurve das gemessene Casiumspektrum mit einer Beschleunigungsspannung von 720V,die grune mit 860V und die rote mit 920V. Von den angelegten Spannungen liegen nur die 860Vund die 920V klar im Plateaubereich. Zu sehen ist eine Verbreiterung des Spektrums nach rechtszu hoheren Kanalen, bei gleichzeitiger Abnahme der Impulszahlen. Zur genaueren Betrachtung desSpektrums ist es durchaus sinnvoll die gesamte Breite des Vielkanalanalysators auszunutzen. DieErhohung der Spannung im Photomultiplier fuhrt nur zu einer Verstarkung des Ausloseprozessesder Sekundarelektronen und hat keinen Einfluss auf die primaren Ereignisse im Szintillator.Erhoht man die Spannung uber den Arbeitsbereich hinaus, so sinkt die Impulshohe, da einigeElektronen aufgrund des starken elektrischen Feldes von der Photokathode aus direkt zur An-ode beschleunigt werden. Die so abgelenkten Elektronen erreichen zwar die Anode, werden jedochnicht entsprechend vervielfacht und erzeugen somit einen deutlich niedriegeren Impuls. Desweiterenkonnen die stark beschleunigten Elektronen zu tief in die folgende Dynode eindringen. Die von ih-nen uber Stoße herausgelosten Sekundarelektronen haben dann teilweise nicht ausreichend Energieum aus den tiefergelegenen Schichten des Dynodenmaterials herauszugelangen oder werden wegge-streut. Demnach ist eine zu hohe Spannung fur den Versuch nicht in jedem Fall forderlich. Insbe-sondere dann nicht, wenn man die Spannung uber den Plateaubereich hinaus erhoht und der Effektdes thermischen Rauschens deutlich verstarkt wird, welcher spater anhand des Casiumspektrumsnoch diskutiert wird .

37

Abbildung 38: Cs bei verschiedenen Spannungen

Bei fest eingestellter Arbeitsspannung am Sekunddarelektronenvervielfacher entsprechen hohereKanale einer hoheren Energie der einfallenden Strahlung. Die hoherenergetische Strahlung lostangeregte Elektronen mit einer hoheren kinetischen Energie im Szintillator aus. Die Elektronenhaben nun einen großere Reichweite im Szintillator und regen ihrerseits mehr Elektronen an, dieunter Aussendung von Lichtblitzen wieder in den Grundzustand ubergehen. Es werden also mehrPhotonen pro einfallendem Strahlungsquant im Szintillator erzeugt und anschließend vervielfacht.Dies bewirkt einen hoheren Impuls an der Anode, der somit proportional zur Energie der einfallen-den Strahlung ist. Den Impulshohen werden Kanale zugeordnet. Die Zuordnung von Energien undKanalen ist nicht linear, kann aber zwischen Photopeak und Ruckstreupeak als annahernd linearangenommen werden.

Das Spektrum von Cs-137 bei verschiedenen Verstarkungen

Die Verstarkungseinheit ist zwischen Szintillationszahler und Impulshohenanalysator geschaltet.Bei Veranderung der Verstarkung wird demnach nicht die der Anzahl der Elektronen oder Se-kundarelektronen geandert, sondern nur das elektrische Signal von der Anode verstarkt. Zur Un-tersuchung der Auswirkung wurden 3 Verstarkungen eingestellt: Verstarkung 10 ist die blaue Kur-ve, Verstarkung 20 die grune und Verstarkung 30 die rote in Abbildung 39. Es ist zu erkennen,dass bei steigender Verstarkung das Spektrum eine Verschiebung nach rechts zu hoheren Kanalenund somit zu hoheren Energien erfahrt. So kann das Spektrum entlang der gesamten Kanalachseaufgezeichnet werden. Da die Anzahl der Impulse konstant ist, bleibt die Flache unter der Kurveerhalten. Dies fuhrt zu einer vertikalen Stauchung.

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Abbildung 39: Cs bei verschiedenen Verstarkungen

6.1.4 Aufnahme des Spektrums von Cs-137 und Co-60

Zuerst zum Casium- Spektrum

In der folgenden Abbildung 40 sind die von uns aufgezeichneten Energiespektren dargestellt. DasSpektrum von Casium-137 ist in blau und das zu Cobalt-60 gehorende in grun dargestellt.

Abbildung 40: Spektrum von Cs und Co

In Abbildung 35 sind die Ubergange des Casium-137 und des Cobalt-60 Praparates mit ihren je-weiligen Wahrscheinlichkeiten zusammengestellt. Das Cs-137 wandelt sich unter Aussendung vonβ -Strahlung zu metastabilem 137-Ba um. Wenn dieses angeregte Barium nun in seinen stabi-len Grundzustand ubergeht, wird γ -Strahlung mit einer Energie von 0,662 MeV abgestrahlt.Das Gammaspektrum dieses Praparates sollte demnach nur eine scharfe Linie sein. Aufgrund derverschiedenen Wechselwirkungen der Strahlung mit dem Detektoraufbau gibt es einige charakte-ristische Strukturen, die anhand des Cs-137 Spektrums erlautert werden sollen:Das rechte Hauptmaximum ist der Fotopeak. Dabei wird die gesamte Energie des einfallendenGammaquants uber den Fotoeffekt an das Szintillatormaterial ubertragen. Der gemessene Foto-peak ist keine scharfe Linie, sondern ein breites Maximum. Dies liegt an den Schwankungen, dieim Elektronenvervielfachungsprozess auftreten. Nicht jedes herausgeloste Elektron erreicht die fol-gende Dynode und wird vervielfacht.

39

Links neben dem Fotopeak liegt die Compton-Kante, an die sich das plateuartige Compton-Kontinuum anschließt. Die Ursache fur diese Struktur im Spektrum liegt im Comptoneffekt. Dieeinfallenden Photonen konnen an quasifreien Elektronen im Szintillatorkristall gestreut werden.Es sind alle Streuwinkel zwischen 0◦ und 180◦ moglich. Je starker das Photon gestreut wird, de-sto mehr Energie geht an das Elektron im Szintillatorkristall uber. Folglich ist der Energiewertder Comptonkante gleich der Energie, die das um 180◦ zuruckgestreute Photon verloren hat. Indem Compton-Kontinuum liegen die Energiewerte, die zu den anderen Streuwinkeln gehoren. Wiewir anhand des Plateaus sehen, sind die Streuwinkel gleichverteilt. Das nachstfolgende Maximumlinkerhand, ist der Ruckstreupeak. Es ensteht, da die γ-Strahlung ebenfalls uber den Compton-effekt an der Bleiummantelung des Szintillatorkristalls zuruckgestreut werden und im Anschlussihre verbleibende Energie uber den Fotoeffekt abgeben. Darauf folgt ein Maximum, welches wirnicht mit abschließender Sicherheit identifizieren konnen. Da es fur beide Spektren an der glei-chen Stelle liegt vermuten wir, dass es sich um ein K-Linien-Maximum handelt. Die einfallendeGammastrahlung kann mit der Bleiummantelung des Szintillatorkristalls auch so wechselwirken,dass Elektronen aus dem untersten Energieniveau des Bleis herausgelost werden. Elektronen aushoheren Energieniveaus gehen unter Aussendung von Rontgenstrahlung in den freigewordenenGrundzustand uber. Diese Rontgenstrahlung wird auch von unserem Detektor aufgenommen. Eskonnte sich auch um einen zweiten Ruckstreupeak handeln, der γ-Quanten registriert, die doppeltan der Bleiwand zuruckgestreut wurden. Dagegen spricht, dass die Impulszahl hoher ist, als dieder γ-Quanten, die nur einmal zuruckgestreut wurden. Alle Maxima links des Fotopeaks werdenals Escape-Peaks bezeichnet, da bei den zugehorigen Prozessen Strahlung entweicht ohne die kom-plette Energie an den Szintillatorkristall abgegeben zu haben. Praktisch tritt bei noch niedrigerenEnergien ein zusatzlicher Peak durch thermisches Rauschen auf. Er ist uber die thermische Energieder Elektronen begrundet, die in einigen Fallen ausreicht, um aus den Dynodenmaterial oder derKathode zu entweichen. Auch diese Elektronen werden beschleunigt und erzeugen einen Impuls ander Anode. Wir blendeten diesen Effekt aus, indem wir die Messung erst ab Kanal 20 begannen.

Zum Cobalt- Spektrum

Im Grunde treten die selben Effekte wie Casium auf. Wie anhand der Energieniveaus im Zerfalls-schema in Abbildung 35 erwartet, treten zwei Fotopeaks auf. Die verbleibenden Charakteristikasind jeweils nur einmal zu sehen. Warum nur eine Comptonkante und ein Ruckstreupeak zu sehensind, haben wir im Folgenden berechnet. Wenn man das Cs- und das Co- Spektrum zusammendarstellt, dann kann man zwischen dem Ruckstreupeak und dem Photopeak fur die Kanal-Energie-Zuordnung einen linearen Zusammenhang annahern. Dazu bestimmen wir die Kanale aller dreiFotopeaks. Die Energien der Photopeaks konnen wir aus dem Zerfallsschema entnehmen. Dannerhalten wir:

Praparat Kanal x Energie in MeVCs 824 0,662Co 1530 1,173

1734 1,332

Tabelle 5:

Aus diesen Werten konnen wir nun eine lineare Funktion E(x)= ax + n erstellen, wobei:a = ∆E/∆x = 7, 37 ∗ 10−4 MeV und n = 0, 054 MeV.Wir erhalten: E(x) = 7, 37 ∗ 10−4MeV + 0, 054MeV .Desweiteren bestimmten wir noch mithilfe zweier Formeln aus [Sto90, S.98] die Energien fur dieComptonkanten und die Ruckstreupeaks von Cobalt, um eine Erklarung zu finden, warum vondiesen nur eine zu sehen ist.

Compton-Kanten:Hier benutzten wir die Formel:

Emax =2Eε

1 + 2ε(13)

40

mit ε = Emc2 . E ist in diesem Fall die Energie des jeweiligen Photopeaks, m die Elektronenmasse

und c die Lichtgeschwindigkeit in Vakuum.Es ergibt sich:

Probe E in MeV Emax in MeV Zugehoriger Kanal Gemessener Kanal Abweichung KanaleCs 0,662 0,478 575 564 1,95 %Co 1,173 0,963 1234 1273 3,06 %

1,332 1,118 1443 - -

Tabelle 6: Berechnung der Compton-Kanten

Die zugehorigen Kanale wurden mittels der obigen linearen Kanal-Energie-Beziehung errechnet.Wenn man sich nun die Kanale der Comptonkanten von Cobalt ansieht, fallt auf, dass die hoher-energetischere Kante mit dem niedriger energetischem Photopeak von Cobalt in der linken Halftedes Peaks zusammen fallen. Die Impulszahlen uberlagern sich und man sieht somit nur den deut-licheren Photopeak.

Ruckstreupeaks:Zur Berechnung der Lage der Ruckstreupeaks nutzten wir die Formel:

Emin =E

1 + 2ε(14)

Es ist weiterhin ε = Emc2 und E die Energie des jeweiligen Photopeaks.

Wir erhalten:

Probe E in MeV Emin in MeV Zugehoriger Kanal Gemessener Kanal Abweichung KanaleCs 0,662 0,184 177 249 29,32 %Co 1,173 0,21 211 - -

1,332 0,214 218 301 27,57 %

Tabelle 7: Berechnung der Ruckstreupeaks

Man sieht, dass die beiden Ruckstreupeaks von Cobalt sehr nahe zusammen liegen und die Ener-gieauflosung nicht ausreicht um beide Peaks getrennt voneinander aufzulosen.Man kann auch erkennen, dass zu dem hoherenergetischen Photopeak der energiereichere Ruck-streupeak und die energiereichere Comptonkante gehoren.Wir sehen weiterhin, dass die Abweichungen der Ruckstreupaks großer sind als die der Comp-tonkanten. Das liegt daran, dass die lineare Zuordnung zwischen Kanal und Energie wirklich nurinnerhalb eines kleinen Bereichs eine gute Naherung ist.


Mit dieser Methode konnten wir das das Spektrum zweier γ - Strahler aufnehmen und klar diecharakteristischen Strukturen erkennen. Wir benutzten ein Szintillationszahlrohr, das besondersfur β - und γ - Strahlung geeignet ist. Durch geeignetes Wahlen des Energiebereiches haben wirdas thermische Rauschen ausgeblendet. Dieses ist sonst nur durch entsprechende Kuhlung desSekundarelektronenvervielfachers zu unterdrucken. Die standig prasente Umgebungsstrahlung hatin diesem Versuchsaufbau wenig Einfluss auf das Ergebnis gehabt, da der Szintillator gut durchdie Bleiummantelung abgeschirmt ist. Dies ist besonders deutlich an der geringen Nullzahlrate zuerkennen. Der Vielkanalimpulshohenanalysator minimierte die notwendige Messdauer zur Aufnah-me eines Spektrums, da alle Impulskanale gleichzeitig aufgezeichnet wurden. Die Energieauflosungdes Szintillationszahlers ließ sich uber eine eingebaute Routine des Messprogrammes zu 8% be-stimmen. Dafur wird automatisch ein gemessenes Maximum gesucht und dessen Halbwertsbreitedurch die Maximalenergie dividiert. Eine Energieauflosung von unter 10% ist bereits ein sehr gu-tes Ergebnis fur einen Szintillationszahler.Die lineare Energie-Kanal-Beziehung ist im Bereich der

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Compton-Kante noch sehr gut zutreffend. Wir erhielten fur die vorrausgesagten Comptonkanteneine Abweichung von maximal 3,06 %. Fur die Ruckstreupeaks dagegen lagen die Abweichungenknapp unter 30 %, woraus wir schlussfolgern, dass die Naherung in diesem Bereich zu ungenauist. Da das Gammaspektrum eine Strahlungsquelle genau bestimmt, konnte eine Anwendung dervon uns verwendeten Methode sein, ein radioaktives Praparat zu identifizieren. Fur praktischeAnwendungen ist es demnach erstrebenswert die Energieauflosung zu maximieren und gleichzeitigdie Messdauer zu minimieren.

6.2 γ-Schwachung


Wie jede elektromagnetische Welle kann γ-Strahlen mit Materie zusammenwirken:

Photo-Effekt Das Photon lost ein Elektron aus der Atomhulle. Dies ist fur Energien bis ∼0, 5MeV die vorherrschende Wechselwirkung.

Compton-Effekt Hierbei gibt das Photon in einem elastischen Stoßvorgang Energie an ein frei-es Elektron ab. Diese Wechselwirkung ist vor allem fur kleine und mittlere Energien vonBedeutung.

Paarbildung Fur Energien uber 1, 022MeV = 2mec2 ist es moglich, dass das Photon unter

Erzeugung eines Elektronen-Positronen-Paares verschwindet.

Durch diese Effekte folgt die Teilchenflussdichte, und damit die beobachtete Anzahl von ImpulsenN , einem exponentiellen Schwachungsgesetz in Abhangigkeit der Schichtdicke d des absorbierendemMaterials:

N(d) = N0e−µd

Dabei ist µ der lineare Schwachungskoeffizient. Das Verhaltnis µρ wird als Massenschwachungs-

koeffizient bezeichnet und ist eine Materialkennzahl, die jedoch von der Energie der γ−Strahlungabhangt.Im Folgenden sollen die Massenschwachungskoeffizienten verschiedener Metalle bei verschiedenenEnergien bestimmt werden.

6.2.2 Aufbau

In einem kleinen Bleischrank wurde die Probe so positioniert, dass sie vertikal nach oben strahlte. Ineinigem Abstand daruber war ein Szintillationszahler befestigt. Zwischen Probe und Zahler konntenBlei-, Kupfer- und Aluminiumplatten verschiedener Starke positioniert werden. Als Probe wurdenCs-137 (E = 0, 661MeV ) und Co60 (zwei Ubergange, Mittlere Energie E = 1, 253) verwendet.Energieschema siehe Abbildung 35

6.2.3 Auswertung

Fur beide Proben wurden jeweils fur alle Metalle und verschiedene Metallstarken die Impulse pro180 Sekunden bestimmt. Vor allem fur Blei und Kupfer ließ sich in der graphischen Auswertungdeutlich der exponentielle Zusammenhang erkennen.

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(a) Casiumquelle

(b) Cobaltquelle

Abbildung 41: Impulse gegen Schichtdicke fur verschieden Metalle

Um den linearen Schwachungskoeffizienten zu erhalten wurde von allen Messwerten die, durchkosmische und terrestrische Strahlung verursachte, Nullzahlrate abgezogen. Am Versuchsplatz mitder Cs137-Quelle wurde hierfur der Plateauwert angenommen, der sich fur Blei bei einer hohenSchichtdicke ergab, fur den Versuchsplatz mit der Co60-Quelle wurden stattdessen einige Messun-gen ohne Praperat, also einem leeren Bleischrank, durchgefuhrt.Die so korrigierten Werte wurden nun gegen die Schichtdicke aufgetragen und jeweils eine li-neare Ausgleichsgerade eingezeichnet. Deren Anstieg entsprach somit dem linearen Schwachungs-koeffizienten, woraus schließlich der Massenschwachungskoeffizient bestimmt wurde.

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(a) Casiumquelle

(b) Cobaltquelle

Abbildung 42: Logarithmierte korr. Impulse gegen Schichtdicke fur verschieden Metalle

Nachfolgend sind die bei der Auswertung erhaltenen Massenschwachungskoeffizienten zusammenmit Literaturwerten aufgefuhrt:

Metall Bestimmter Wert in m2

Kg · 10−3 Literaturwert in m2

Kg · 10−3 Abweichung in %

Aluminium 6,80 7,48 9,16Kupfer 7,41 7,31 13,12

Blei 8,46 11,46 26,2

Abbildung 43: Massenschwachungskoeffizienten fur Cs137-Probe

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Metall Bestimmter Wert in m2

Kg · 10−3 Literaturwert in m2

Kg · 10−3 Abweichung in %

Aluminium 4,07 5,56 26,71Kupfer 3,89 5,33 27,06

Blei 4,54 6,13 25,85

Abbildung 44: Massenschwachungskoeffizienten fur Co60-Probe

6.2.4 Fehlerbetrachtung

Auffallig sind bei den Messergebnissen vor allem die hohen Abweichungen von bis zu 27 % vomVergleichswert.Die Messwerte mit der Cobalt-Probe weichen jedoch recht konstand um einen Faktor von 0,74vom Literaturwert ab. Diese Abweichung scheint also systematischer Natur zu sein, zumal auchdie einzelnen Werte nur sehr gering um die Ausgleichsgerade streuen.Auch die Werte fur die Casiumprobe, mit Blei als Abschirmmaterial, liegen sehr gut auf der Aus-gleichsgerade und weichen nahezu um den selben Faktor von der Vorgabe ab. Bei Aluminium undKupfer sind, bei der gleichen Probe, deutlichere Streuungen sichtbar und die berechneten Wertesind nur um den Faktor 0,91 zu klein (Aluminium) bzw. sogar um 13% zu groß (Kupfer). Hier sindalso deutliche stochastische Unsicherheiten zu erkennen.Entfernt man jedoch fur Kupfer die am starksten streuenden Werte, berechnet sich der entspre-chende Massenschwachungskoeffizient immerhin um 1,86% zu klein und somit starker im Bereichdes systematischen Faktors.Moglichkeiten fur die Abweichungen liegen zum einen moglicherweise darin, dass die Proben kei-ne parallelen Strahlungsbundel aussenden, fur die das o.g. exponentielle Abfallgesetz eigentlichnur gilt. Ferner ist es moglich, dass ein Anteil der beim Abbremsen der Elektronen entstehendenRontgenbremsstrahlung vom Detektor ebenfalls ausgewertet wird. Zuletzt ist die Zahl der statt-findenden Prozesse eine rein statistische Große, eine gewisse Streuung ist also unvermeidbar.Die Abweichungen sollten sich also im Allgemeinen durch einen zu bestimmenden Korrekturfaktorund das vermeiden von statistischen Storungen, z.B. durch einen langeren Messzeitraum, minimie-ren lassen.Wenn man dies berucksichtigt, ist die vorgestellte Methode eine unkomplizierte Moglichkeit, Massen-abschwachungskoeffizienten verschiedenster Materialien zu bestimmen und gegeneinander zu ver-gleichen.

7 Zusammenfassung und Fazit

An dieser Stelle werden im Hinblick auf unser Ziel nun die Zusammenhange zwischen den Teilex-perimenten in unserem Projektpraktikum betrachtet.

7.1 Energiespektren

Wir haben bei unseren Untersuchungen zu jeder Strahlungsart ein Energiespektrum aufgenommen.In Abbildung 45 sind sie nebeneinander dargestellt:

45

(a) Am-241 α-Spektrum 5,486MeV (b) Sr-90 β-Spektrum 0,546 MeV (c) Cs-137 γ-Spektrum 0,662 MeV

Abbildung 45: Beispiele der von uns gemessenen Energiespektren

Wir erkennen, dass die Form der drei Energiespektren sich deutlich voneinander unterscheidet.Das α-Energiemaximum hat eine vergleichsweise niedrige Halbwertsbreite. Dies folgt daraus, dassdie Energie der ausgesandten Teilchen durch das vorgegebene Energieniveauschema eindeutig fest-gelegt ist und das Hauptmaximum durch den verwendeten Halbleiterdetektor mit ausreichenderGenauigkeit aufgelost werden kann. Die Unscharfe in der Energie resultiert aus den Stoßen derα-Teilchen, die sie beim Austritt aus der Oberflache des Praparates und mit den wenigen ver-bleibenden Luftmolekulen vollfuhren. Unter idealen Bedingungen wurde man ein Linienspektrumdetektieren.

Das β-Energiespektrum dagegen zeigt ein Maximum mit großer Halbwertsbreite. Die Energie derausgesandten β−-Teilchen ist kontinuierlich verteilt, da hierbei die freigesetzte Energie auf dasentstehende Elektron, sowie das Elektronenantineutrino frei aufgeteilt werden kann. Durch denZerfallsprozess ist lediglich eine obere Grenze fur die Gesamtenergie vorgegeben.

Im γ-Spektrum zeigen sich mehrere charakteristische Strukturen, die alle aus der Wechselwir-kung einer einzelnen monoenergetischen γ-Strahlung mit dem Detektormaterial resultieren. DieGammastrahlung kann uber den Photoeffekt und Compton-Streuung im Szintillator, sowie durchRuckstreuung an der Bleiummantelung im Detektor wechselwirken. Wenn die Energie der Gamma-strahlung 1,022 MeV ubersteigt, so kann sie auch zur Erzeugung eines Elektron-Positronen Paaresfuhren und wir wurden einen weiteres Maximum detektieren. Von den von uns untersuchten Strah-lungsquellen hat die Gammastrahlung die meisten Moglichkeiten mit Materie in Wechselwirkungzu treten und somit detektieren wir ein vielfaltiges Energiespektrum.

7.2 Wechelwirkung mit Materie

In den Experimenten zur Abschwachung von α-strahlung, zur Absorption und Ruckstreuung vonβ-Strahlung, sowie zur Abschwachung der γ-Strahlung haben wir die Wechselwirkungen von Strah-lung mit Materie untersucht. Dabei haben wir nachgewiesen, dass Alphastrahlung nach nur wenigencm Wegstrecke in Luft bei Normaldruck sehr stark abgeschwacht wurde. Wir beobachteten dabeieine Abhangigkeit zwischen Maximalenergie und Abstand, die in unserem Messbereich linear er-scheint. Aufgrund ihrer Große ist die Wechselwirkung von α-strahlung mit Materie sehr stark undso reicht bereits eine dunne Schicht Papier um sie komplett abzuschirmen. Aufgrund der hohenAbsorption haben wir bei dieser Strahlungsart keine Ruckstreuung untersucht.Da β-Teilchen eine weitaus geringere Masse als α-Teilchen haben sind ihre Wechselwirkungen mitMaterie weitaus seltener. Dadurch dringt sie tiefer in Materie ein und kann somit schwerer abge-schirmt werden. Wir beobachteten einen exponentiellen Abfall der Transmission von β-Strahlungbei zunehmender Flachenmasse. Der lineare Massenschwachungskoeffizient fur Strontium lag bei

0,525 m2

kg und der fur Krypton bei 3,014 m2

kg . Die von uns verwendete Betastrahlung kann bereitseinige mm in Aluminium zurucklegen, bevor sie komplett absorbiert wird. Weiterhin beobachtetenwir, dass Teile der ausgesandten β-Strahlung an Materie reflektiert wird. Diese Ruckstreuung steigtmit zunehmender Dicke des Absorbermaterials bis auf einen Sattigungswert. Die Ruckstreuung trittvermehrt auf je großer die Kernladungszahl des Absorbers ist.

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Die γ-Strahlung hat die großte Reichweite von Strahlung in Materie. Dies haben wir deutlich inder Versuchsreihe zur Gammaschwachung nachweisen konnen. Die von uns ermittelten linearen

Massenschwachungskoeffizienten lagen im Bereich von 4 · 10−3m2

Kg bis 9 · 10−3m2

Kg . Diese sind umzwei bis drei Großenordnungen kleiner als, die Schwachungskoeffizienten, die wir fur β-Strahlunggemessen haben. γ- Strahlung lasst sich demnach um ein Vielfaches schlechter abschirmen. Des-wegen hat sie einen großen Anteil an der naturlichen Umgebungsstrahlung. γ-Strahlung ist eineelektromagnetische Welle und tritt demnach nicht durch klassische Stoßvorgange mit Materie inWechselwirkung. Wir haben die Ruckstreuung von γ-Strahlung nicht explizit untersucht, jedoch istsie uber die Comptonstreuung an quasifreien Elektronen geschehen. Einen entsprechenden Hinweisdarauf finden wir anhand der Comptonkante und des Comptonkontinuums in den γ-Spektren.

7.3 Gefahrlichkeit der Strahlung fur den Menschen

Prinzipiell sind alle Arten von ionisierender Strahlung fur den menschlichen Organismus gefahrlich.Bei den zufalligen Wechselwirkungen der Strahlung mit Zellen im Inneren des Korpers konnenunvorhersagbare Schaden entstehen, die im gunstigsten Fall keine Auswirkungen haben und imungunstigsten Fall zu einer krankhaften Entwicklung, wie zum Beispiel durch das ungehemmteTeilen von Zellen bei einer Krebserkrankung, mit Todesfolge fuhren. Wir haben gesehen, dassα- und β-Strahlung sehr leicht absorbiert werden konnen und uns genugend Abstand von derradioaktiven Quelle im Zusammenspiel mit unserer Kleidung und Haut als Absorberschicht vorgroßem Schaden bewahren kann. γ-Strahlung hingegen durchdringt den Korper muhelos, wechsel-wirkt demnach aber auch seltener mit Materie. Die Moglichkeit der schadlichen Wechselwirkungbei außerer Exposition ist jedoch bei dieser Strahlungsart am großten. Sehr gefahrlich fur denMenschen ist es, wenn eine Quelle von Radioaktiver Strahlung durch Partikel in der Luft oderuber die Nahrung in den Korper gelangt. Im Korperinneren existieren keine Schutzschichten undauch α- und β-Strahlung konnen sehr großen Schaden anrichten. Da wir Menschen kein Sinnesor-gan fur Radioaktivitat besitzen, ist ein sorgsamer Umgang mit den Strahlungsquellen die einzigepraktikable Schutzmoglichkeit.Im Hinblick auf die Nutzung der Kernenergie zur Stromerzeugung in Kernkraftwerken folgt daraus,dass sehr hohe Sicherheitsmaßnahmen getroffen werden mussen. Eine Losung zur sicheren End-lagerung der verbrauchten Brennstabe, die uber viele Jahre noch radioaktiv strahlen, ist bishernicht abschließend gefunden. Da der Weltenergiebedarf auch in Zukunft noch steigen wird und dieKernenergie einen sehr hohen Anteil am weltweiten Energiemix hat, wird die Kernkraft auch inZukunft noch als Bruckentechnologie eingesetzt werden mussen. Insofern ist die Information uberGefahren und Schutzmoglichkeiten und ein breiter offentlicher Diskurs unerlasslich.

8 Nachwort zur Umgebungsstrahlung und Strahlenbelas-tung

Zu jeder Zeit ist man einer gewissen naturlichen Umgebungsstrahlung ausgesetzt, welche sich auskosmischer und terrestrischer Strahlung zusammensetzt. Dabei ist die Strahlenexposition in Ge-birgen (aber auch zum Beispiel bei Interkontinentalflugen) bzw. in Gebieten mit Erzvorkommenerhoht. Diese Abhangigkeit von geographischen Faktoren lasst sich auch anhand folgender Karteerkennen:

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Abbildung 46: Umgebungsstrahlung in Deutschland

(Quelle:www.radon-info.de/shtml/karten odl.shtml)

Heutzutage kann sich diese Strahlenbelastung jedoch drastisch erhohen, wenn es zu Storfallen inAtomreaktoren kommt, wodurch in großen Mengen ionisierende Strahlung und radioaktives Mate-rial austreten konnen.Das bisher katastrophalste Reaktorungluck ereignete sich am 26. April 1986 im KernkraftwerkTschernobyl. Durch eine Reaktorexplosion und nachfolgende Brande gelangten radioaktive Sub-stanzen in eine Hohe von mehreren Tausend Metern und wurden durch Winde beinahe uber diegesamte Nordhalbkugel verteilt, wobei Europa vom radioaktiven Fallout am starksten betroffenwar.Die Belastung in unmittelbarer Nahe zum Reaktor war dabei so hoch, dass schon nach wenigenMinuten die aufgenommene Strahlungsdosis todlich wirkte. Um weitere Kontaminationen zu ver-hindern wurde uber dem Reaktor ein provisorischer Betonsarkophag errichtet. Die folgende Kartezeigt die Kontamination des Bodens um 1986 in Deutschland. Es besteht ein Zusammenhang zwi-schen Niederschlagen kurz nach der Katastrophe und dem Grad der Belastung.

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Abbildung 47: Kontamination mit Cs - 137 aufgrund von Tschernobyl

(Quelle:www.wdr.de/tv/quarks/sendungsbeitraege/2006/0411/004 tschernobyl.jsp)

Besonders hoch war die Belastung durch I-131 und Cs-137, welche von Pflanzen, vor allem jedochvon Pilzen aufgenommen wurden. Ebenso betroffen sind Wildtiere, insbesondere Wildschweine,welche sich u.a. von Pilzen ernahren.Mit einer Halbwertszeit von etwa 8 Tagen zerfiel das I-137 in relativ kurzer Zeit nahezu vollstandig.Von dem freigesetzten Casium ist jedoch erst 2016, also nach 30 Jahren die Halfte zerfallen.Die Ortsdosisleistung in Potsdam gehort aufgrund der niedrigen Lage und der geringen Erzvor-kommen zu den geringsten in Deutschland.Um sich dazu einen Uberblick zu verschaffen, wurde diese auf dem Campus innerhalb und außer-halb von Gebauden gemessen, wobei innerhalb unwesentlich hohere Werte gemessen wurden. ImDurchschnitt lagen diese bei 0, 12µSv/h bzw. 1, 05mSv/a . Vereinzelte Spitzen von bis zu 0, 3µSv/hsind wohl auf statistische Schwankungen der Messung zuruckzufuhren.Damit lagen diese Werte also im Durschnittsbereich der naturlichen Hintergrundstrahlung unddeutlich unter den jahrlichen Grenzen von 100mSv.[BM fur Umwelt, Naturschutz und Reaktor-sicherheit. Empfehlung der Strahlenschutzkommission 2001, Abschnitt 4.4.5] Diese naturliche Be-lastung ist durch terrestrische Aktivitat in Kellerraumen und Betongebauden etwas erhoht, mankann sie durch regelmaßiges Luften etwas mindern. Ansonsten ist eine effektive Abschirmung kaummoglich und somit Strahlenschutz im Alltag auch nicht weiter relevant.Bei der Arbeit mit radioaktiven Praparaten, wie beispielsweise in diesem Projektpraktikum, istVorsicht geboten. So sollte man darauf achten, zum Beispiel durch das Tragen von Handschuhenund Handewaschen, einen direkten Kontakt mit den Substanzen und ein Einbringen dieser in denOrganismus zu vermeiden.

9 Das Reaktorungluck von Fukushima

Dieses Projektpraktikum stand im Schatten des Reaktorunglucks in Fukushima. Ein Seebeben am11. Marz 2011 und ein anschließender Tsunami verwusteten weite Teile Japans und fuhrten dabei

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im Atomkraftwerk Fukushima-Daiichi an vier von sechs Reaktorblocken zu irreparablen Schaden.Beim Einsetzen des Bebens wurden die Reaktoren zwar heruntergefahren, es stand jedoch durch dieBeschadigungen nicht genugend Kuhlmittel zur Verfugung, um die Nachzerfallswarme abzufuhren.In der Folge kam es zu Branden und Explosionen, wodurch radioaktive Stoffe, erneut vor allemIod und Casium, austraten und Grund- und Meerwasser, sowie das landwirtschaftliche Umlandkontaminierten.Noch am selben Tag wurde der Atomare Notstand ausgerufen und im Weiteren das Gebiet imUmkreis von 20 km evakuiert.Um eine Kernschmelze, und damit den Super-GAU zu verhindern, wurde von Außen versucht dieAnlagen zu kuhlen. Dennoch nimmt die radioaktive Belastung im Bereich des Kraftwerks bestandigzu; ferner besteht immer noch die Gefahr weiterer Nachbeben.Eine weitere Verseuchung des Festlands hangt vor allem von der Richtung des Windes ab.Die Berichterstattung war naturlich auf ein breites Publikum ausgelegt, aber durch das Absolvierendieses Praktikums und den damit verbundenen Zugewinn an Fahigkeiten im Umgang mit Großenwie Strahlungsdosis und Aktivitat, wurde es uns ermoglicht, uns ein qualifizierteres Urteil uber dieVorgange und die bestehenden Gefahren zu fallen.

Literatur

[Dem98] Prof. Dr. Wolfgang Demtroder. Experimentalphysik 4. Springer Verlag, 1. edition, 1998.

[GK98] Joachim Grehn and Joachim Krause, editors. Metzler Physik. Schroedel Verlag GmbH,3. edition, 1998.

[MS02] Dietmar Mende and Gunther Simon. Physik Gleichungen und Tabellen. FachbuchverlagLeipzig, 13 edition, 2002.

[PRSZ94] Bogdan Povh, Klaus Rith, Christoph Schulz, and Frank Zetsche. Teilchen und Ker-ne. Eine Einfuhrung in physikalische Konzepte. Springer Verlag, korrigierter nachdruckedition, 1994.

[Sto90] Werner Stolz. Radioaktivitat. B.G. Teubner, 2. edition, 1990.

[Sto10] Prof. Dr. Horst Stocker. Taschenbuch der Physik. Verlag Harri Deutsch, 6 edition, 2010.

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