Система контроля параметров протонного пучка в лучевой терапии

Таким образом, полученный детектор позволяет  получить одновременно как профили пучка в вертикальном и горизонтальном направлениях, так и положение пика Брэгга, т.е. даёт информацию о трёхмерном распределении пучка.

 

Метод графических плёнок. Во многих центрах радиотерапии (например, ИТЭФ, г. Москва) используется другой метод получения профиля пучка ионизирующего излучения (как g–квантов и электронов, так и тяжёлых заряженных частиц) на основе его воздействия на радиографические плёнки [17]. Обычно для этих целей применяются 2 типа плёнок:

• плёнки на основе серебра;
• радиохромные плёнки.

Первый  вид плёнок требует проявки после  их облучения. Они чувствительны к интенсивности излучения, и степень почернения тем больше, чем большее количество частиц пройдёт через них. Поэтому, проявив плёнку после облучения, можно по степени её почернения восстановить двумерный профиль падавшего пучка. Недостатком таких плёнок является то, что они не чувствительны к ионизационным потерям частиц. Поэтому, обрабатывая полученное изображение на плёнке, невозможно получить глубинное дозовое распределение протонного пучка.

От  этого недостатка свободны радиохромные плёнки. Радиохромные плёнки были разработаны для измерений с гамма и рентгеновским излучениями, но они также чувствительны к электронам, протонам и дальнему диапазону ультрафиолетового излучения. Плёнки имеют до семи слоев на полиэфирной основе, до четырех из которых чувствительны к ионизирующему излучению. При этом они чувствительны как к интенсивности падающего излучения, так и к его ионизационной способности.

Таким образом, помимо измерения двумерного профиля падающего излучения, при помощи радиохромных плёнок можно измерять глубинное дозовое распределение. Для этого плёнку помещают в фантом (например, из плексигласа) как показано на рис. 1.5. При перпендикулярном падении протонного пучка на фантом через каждую точку плёнки будет проходить излучение со своими значениями ионизационных потерь в зависимости от пройдённой им толщины замедлителя. Т.к. плотность потемнения плёнки в каждой точке зависит от доставленной к ней дозы облучения, то по степени почернения можно будет  восстановить двумерное глубинное дозовое распределение. На рис. 1.6 представлена радиохромная плёнка после облучения протонным пучком в изображённом на рис. 1.5 фантоме. Область наибольшего почернения плёнки соответствует пику Брэгга.

Изменение плотности цвета может быть точно измерено с помощью спектрофотометра или другого прибора, который измеряет оптическую плотность или светопропускание. При сканировании получается цифровое полутоновое изображение, уровень затемнения каждой точки которого характеризует дозу излучения, приходящуюся на соответствующую точку радиохромной плёнки. Далее после программной обработки можно по данному изображению восстановить пространственный профиль пучка, а также кривые Брэгга и т.д.

Основным преимуществом радиохромных пленок для дозиметрии является их свойство непосредственного изменения (без последующего проявления) оптической плотности под действием облучения. Недостатки такого способа получения параметров пучка частиц следующие:

• для нормальной экспозиции радиохромных плёнок требуется большая доза;
• дороговизна плёнок;
• в виду длительности процесса обработки они не могут использоваться для контроля пучка on-line.

 

 

 

1.2 Полупроводниковые детекторы для регистрации ионизирующего излучения.

 

Принцип детектирования частиц  при помощи полупроводниковых приборов во многом похож на механизм детектирования в ионизационных камерах. Так же как и в объёме ионизационной камеры, в полупроводниковом приборе при прохождении через него ионизирующего излучения образуются носители заряда, которые под действием внешнего электрического поля собираются на электродах. Но аналогия не слишком глубокая. Процессы генерации и переноса носителей заряда в полупроводнике и механизм рекомбинации носителей имеют другую природу, чем подобные явления в газе.

 

1.2.1 Электропроводность в полупроводнике.

В соответствии с квантовой теорией в кристаллической  решётке твёрдого тела происходит расщепление  глубоких уровней вследствие взаимодействия атомов между собой [18,19]. Таким образом, вместо отдельных разрешённых значений энергии образуются квазинепрерывные области (зоны) разрешённых или запрещённых значений энергий электронов. Расщепление глубоких уровней мало из-за экранировки электрических сил взаимодействия внешними электронами. Для внешних оболочек взаимодействие велико, и ширина зон может составлять несколько электрон-вольт. Электроны такой зоны принадлежат всему кристаллу в целом, а не отдельному атому. У полупроводников и диэлектриков наивысшая заполненная зона (валентная зона) отделена от следующей, более высокой по энергии зоны (зоны проводимости) запрещённой зоной, в которой отсутствуют уровни разрешённых значений. В полупроводниках ширина запрещённой зоны составляет DE_g=1–2 эВ [19].

При абсолютном "нуле" валентная зона в полупроводнике заполнена полностью, так что в ней нет свободных состояний, а в зоне проводимости электронов нет. Т.е. полупроводник является изолятором. При температуре, отличной от нуля, отдельные электроны валентной зоны могут проникать в зону проводимости, где они уже принадлежат всему кристаллу и могут двигаться под действием внешнего электрического поля. При этом в валентной зоне остаются незаполненные состояния – дырки, и все электроны получают возможность перемещаться под действием электрического поля, внося вклад в ток. Таким образом, электропроводность в полупроводнике создаётся не только электронами в зоне проводимости, но и дырками в валентной зоне.

Если эти носители появляются только за счёт тепловых переходов, то число свободных электронов в  полупроводнике равно числу дырок и такие полупроводники называются собственными. Таковыми обычно являются идеальные беспримесные кристаллы. Электропроводность можно повысить за счёт добавления примесей. Если атом примеси легко отдаёт свой валентный электрон, который переходит в зону проводимости, то уровень основного состояния такого атома расположен у дна зоны проводимости. Такая проводимость называется донорной. Полупроводник с примесью такого типа называется полупроводником n-типа. Акцепторная p-типа проводимость возникает, когда в кристалле содержатся атомы примеси, у которых акцепторные уровни находятся около верхнего края валентной зоны. Тогда электроны из валентной зоны переходят на акцепторные уровни примеси, что увеличивает число дырок.

При создании в полупроводнике с проводимостью одного типа области с проводимостью другого типа, вследствие различия концентрации происходит диффузия носителей: электронов – из области n-типа в область p-типа, а дырок – из p-области в n-область. Ионизованные атомы акцепторов и доноров закреплены в решётке и двигаться не могут. Через некоторое время устанавливается равновесие и образуется p–n-переход.

 

1.2.2 Возможность измерения интенсивности излучения и ионизационных потерь энергии при помощи полупроводниковых приборов.

Полупроводник с p–n-переходом можно использовать для детектирования ионизирующих частиц, а также для измерения интенсивности падающего излучения и ионизирующей способности частиц, поскольку внутри p–n-перехода есть область, в которой напряжённость электрического поля  не равна нулю. Такая область обеднена свободными носителями. Пусть ионизирующая частица, пролетая через эту область, создаёт k пар свободных носителей заряда (электронов и дырок в нашем случае). Тогда для k можно записать

k = DE/w ,      (1.29)

где DE – энергия, оставляемая частицей при прохождении через полупроводник, w – средняя энергия, необходимая для образования одной пары носителей. Тогда общий заряд Q₀, созданный этой частицей в объёме полупроводника равен

Q₀ =2 k e = 2(DE/w) e ,     (1.30)

где e – заряд электрона. Если мы имеем поток n частиц, проходящих через объём полупроводникового прибора, то образуется заряд

Q = n Q₀ = 2 e n (DE/w) .    (1.31)

Таким образом, видно, что по суммарному заряду, образованному потоком ионизирующих частиц, можно оценить интегральные потери энергии частиц. Этот суммарный заряд находится по сигналу во внешней цепи полупроводникового прибора, который образуется в результате движения свободных носителей под действием электрического поля в области пространственного заряда. На ток во внешней цепи могут влиять и носители, образованные вне зоны пространственного заряда, но достигшие её в результате диффузии.

 

 

1.2.3 Процесс образования свободных носителей в полупроводнике под действием ионизирующего излучения.

В полупроводнике при прохождении ионизирующей частицы  возникают быстрые электроны, которые в каскадном процессе ударной ионизации выбивают электроны из различных энергетических зон, в том числе и из самых глубоких. Этот процесс продолжается до тех пор, пока энергия электронов не становится меньше некоторого порогового значения, равного примерно 1.5DE_g. В этом каскадном процессе рождается ещё много пар носителей.

Первая  стадия процесса, когда в обычно не занятых зонах появляются электроны, а в обычно заполненных зонах – дырки, длится около 10^–12с [7], т.е. время, сравнимое со временем замедления самой первичной заряженной частицы. Затем, во второй стадии, в результате различного типа взаимодействий электронов с решёткой кристалла, электроны опускаются на дно зоны проводимости, а дырки поднимаются к верхнему краю валентной зоны, т.е. созданные заряженной частицей носители достигают состояния с минимальной энергией.

Вторая  стадия процесса заканчивается за время порядка 10^–12с, и после неё распределение скоростей носителей, созданных заряженной частицей, становится тепловым, и неравновесные носители не отличаются по энергии от равновесных. Таким образом, генерация и замедление носителей до тепловых скоростей заканчивается вместе с замедлением первичной частицы.

Конечной стадией  является рекомбинация созданных этой частицей  неравновесных носителей  заряда.

 

1.2.4 Рекомбинационные явления в объёме полупроводникового прибора.

Процесс восстановления может происходить тремя способами [18]:

а) прямой рекомбинацией электронов и дырок;

б) рекомбинацией  через центры захвата (ловушки);

в) поверхностной  рекомбинацией.

Первый  процесс происходит в результате одноступенчатого перехода электрона из зоны проводимости на незаполненный уровень валентной зоны. В кремнии и германии такая рекомбинация маловероятна.

Второй вид  рекомбинации для кремния и германия является основным. В этом случае переход электрона из зоны проводимости в валентную зону осуществляется двумя последовательными актами. Для таких процессов необходимы примеси с большой энергией ионизации, т.е. с большой глубиной в запрещённой зоне. Например, донорный рекомбинационный центр сначала захватывает электрон из зоны проводимости, а затем дырку из валентной зоны, т.е. тот же электрон переходит на второй стадии на пустое место в валентной зоне.

Рекомбинация  происходит не только в объёме полупроводника, но и на его на поверхности, куда диффундируют носители заряда. Поверхностная рекомбинация незначительна для кремниевых и германиевых приборов и зависит от способа обработки поверхности.

Вследствие рекомбинации носителей в объёме полупроводникового прибора (например, диода), полностью собрать заряд на электроды не удаётся. Однако обычно и в этом случае собранный заряд пропорционален интенсивности излучения и ионизационным потерям частиц в объёме диода, если в значении, полученном для тока учесть коэффициент собирания заряда [11]

 x = n_собр/n,      (1.32)

где n_собр – число носителей, собранных на электродах, n – число образованных носителей. Тогда выражение (1.31) перепишется как

Q = n Q₀ = 2 x e n (DE/w) , x < 1.   (1.33)

 

 

 

1.3 Интегрирование сигнала с целью измерения заряда, образованного ионизирующим излучением.

Как отмечалось в предыдущих пунктах, ионизационные  камеры и полупроводниковые приборы  можно рассматривать как генераторы тока во внешнюю цепь. При этом физически  первичным эффектом является электрический  заряд, создаваемый частицей в детекторе. В то же время, интенсивность излучения и ионизационные потери находятся именно по этому заряду. Поэтому, для получения аналоговой информации о параметрах излучения необходимо интегрирование тока во внешней измерительной цепи, т.к. заряд с током связаны выражением

Q = i(t)dt.     (1.34)

Самый простой способ измерения заряда – интегрирование тока детектора на ёмкости нагрузки С_н (см. рис. 1.2) [11]. Действительно, если взять сопротивление нагрузки  R достаточно большим, так что RC_н®¥, то потенциал U на C_н после регистрации частицы будет равен:

U = –(1/C_н) i_ион(t)dt = Q/ C_н = 2 e n DE/(w C_н),  (1.35)

т.е. пропорционален энергии, потерянной частицей в объёме детектора.

Но  такая схема включения детектора  в измерительную сеть обладает существенными недостатками. Во–первых: суммарная ёмкость измерительной цепи складывается из нагрузочной ёмкости, ёмкости самого детектора и ёмкости соединительных проводов. Значение этой ёмкости нестабильно, т.к. подвержено изменению влажности, температуры и других факторов. Эта нестабильность приводит к нестабильному измерению сигнала U (см. (1.35)). Во–вторых: если в качестве детектора включается полупроводниковый диод, то сигнал на нагрузочном сопротивлении для диода является смещением в прямом направлении. А это приводит к нелинейности зависимости ионизационного тока диода от образовавшегося в нём заряда.