伽马射线实验讲义 PDF

伽马射线综合实验讲义 一、前言 研究射线与物质的相互作用，在原子和原子核物理、固体物理、核辐射探测、防护、核技术应用和核能 利用等许多领域中有着重要的意义。对许多物理现象的分析、解释，以及在许多实际应用工作中，都要以射 线与物质的相互作用为基础。 γ 射线与物质的相互作用和带电粒...

伽马射线综合实验讲义 一、前言 研究射线与物质的相互作用，在原子和原子核物理、固体物理、核辐射探测、防护、核技术应用和核能 利用等许多领域中有着重要的意义。对许多物理现象的分析、解释，以及在许多实际应用工作中，都要以射 线与物质的相互作用为基础。 γ 射线与物质的相互作用和带电粒子与物质的相互作用有着显著的不同。γ 光子不带电，它不像带电粒子 那样直接使靶物质原子电离或激发，或者发生非弹性碰撞，因而不能像带电粒子那样用阻止本领 dE/dx 和射 程来描写光子在物质中的行为。带电粒子主要是通过与物质原子的核外电子的许多次非弹性碰撞逐渐损失能 量的，每一次碰撞中所转移的能量很小且是随机的，但是带电粒子在通过介质时必然会与介质发生相互作用 并损失能量。γ 光子是通过作用效应(一种“单次性”的随机事件)与物质的原子或原子核外电子作用，一旦光子 与物质发生作用，光子或者消失，或者受到散射而损失能量并改变方向，同时产生次级电子。在其穿过介质 时，它的强度按指数规律衰减。 γ 射线与物质相互作用，可以有很多种方式，在所有相互作用方式中，最主要的三种是： 1 光电效应 伽马射线的全部能量转移给原子中的束缚电子，使这些电子从原子中发射出来，伽马光子本身消失。 2 康普顿效应 入射伽马光子与原子的核外电子发生非弹性碰撞，光子的一部分能量转移给电子，使电子反冲出来，而 散射光子的能量和运动方向均发生变化。 3 电子对效应 伽马光子与靶物质原子的原子核库伦场作用，光子转化为正-负电子对。 除了上述三种主要相互作用方式外，其它一些相互作用方式有： （1）相干散射。低能光子(hv m0c2）时， /! # " )"0 + 𝜎# = 𝑍𝜋𝑟6) "0 (ln / " + )) (21) !# 此时截面与 Z 成正比，近似地与光子能量成反比。 （20）和（21）式给出的截面是康普顿散射的总截面，它是将微分散射截面对所有的散射角度求积分而得 到的。所谓微分散射截面，就是散射光子进入平均散射角为 θ 的单位立体角内的几率。微分散射截面的角分 布可以由 Klein-Nishina 公式算出，为： HI + +?#MN " O K " (+8#MNO)" HJ = 𝑍𝑟6) (+?K(+8#MNO))) ( ) )(1 + (+?#MN"O)[+?K(+8#MNO)]) (22) HI 其中α ≡ ℎ𝑣/𝑚6 𝑐 ) ，图 6 给出了 单个电子的微分散射截面与散射角、能量的关系。入射光子能量较高时，散 HJ 射光子越是朝前向散射。 图 6 微分散射截面与角度和能量的关系 图 7 给出了 σc,e 与入射光子能量的关系。当入射光子能量增加时，康普顿散射截面下降，但下降速度比光电截 面的慢。  图 7 电子的康普顿散射截面与入射光子能量的关系 2.2.3 反冲电子的能谱和角分布 发生康普顿效应时，散射光子可以向各个方向散射。对于不同方向的散射光子，其对应的反冲电子能量 也不同。因而即使入射 γ 光子的能量是单一的，反冲电子的能量却是随散射角连续变化的。由于散射光子和 反冲电子的方向有一一对应关系，在 θ 角度发射散射光子，相应于在j角度发射反冲电子。散射光子数和反冲 电子数是相等的，于是得到关系式： HI HI HJ$ ∙ 𝑑Ω; = HJ ∙ 𝑑Ω$ (23) % 因此，反冲电子的微分截面为： HI HI N&=OHO HJ% = HJ ∙ N&=SHS (24) $ 可以从光子的微分散射截面乘上一个相对立体角因子后得到反冲电子的微分截面。图 8 给出了反冲电子 截面与反冲角的关系。从图中可以再次看到，反冲电子只能在小于 90°的方向发射。 图 8 康普顿效应中反冲电子角分布与入射光子能量的关系 2.3 电子对效应 当 γ 光子从原子核旁经过时，在原子核的库伦场作用下，γ 光子转化为一个正电子和一个负电子，这种过 程称为电子对效应。如图 9 所示。  原子核 e+ hv 入射光子 正负电子对 e- 图 9 原子核库伦场中的电子对效应示意图 根据能量守恒，只有当入射光子能量 hv 大于 2m0c2，即 hv > 1.02 MeV 时，才能发生电子对效应。入射光 子的能量除一部分转变为正-负电子对的静止能量（1.02MeV）外，其余就作为它们的动能，即存在关系： ℎ𝑣 = 𝐸$? + 𝐸$8 + 2𝑚6 𝑐 ) (25) 式中𝐸$? 和𝐸$8 分别为正、负电子的动能。 与光电效应相似，电子对效应除涉及入射光子和电子对以外，必须有一个第三者——原子核参加，才能 满足能量和动量守恒定律。对此可作如下讨论： 电子对的总能量为： )/! # " 𝐸 = 𝐸$? + 𝐸$8 + 2𝑚6 𝑐 ) = 2𝑚𝑐 ) = (26) 7+8(0/#)" 电子对的总动量： P = 2mv (27) 由（26）和（27）式可得： 0 𝑃 = #" 𝐸 (28) 光子的动量 Pγ = hv/c，由（25）式可知 E = hv，所以 T# " 0 = 𝑃; 𝑐 (29) 由此可以看出，电子对的总动量 P = v/c·Pγ < Pγ。这表示入射光子具有过剩的动量，这部分过剩的动量必 须被参与该过程的第三者——原子核带走。因原子核质量大，反冲能量很小，可忽略不计，故（25）式成立。 除了在原子核库伦场中发生电子对效应外，在电子的库伦场中也能产生正-负电子对。不过电子质量小，反冲 能量较大，所以产生电子对的最低入射光子能量至少是 4m0c2，而且在电子库伦场中发生电子对的几率比核库 伦场中产生电子对的几率要小。 从（25）式看出，对于一定能量的入射光子，电子对效应产生的正电子和负电子的动能之和为常数。但 就电子或正电子某一种粒子而言，它的动能从零到 hv-2m0c2 都是可能的，电子和正电子之间的能量分配是任 意的。由于动量守恒关系，电子和正电子几乎都是沿着入射光子方向的前向角度发射的。入射光子能量越大， 正-负电子的发射方向越是前倾。 电子对过程中产生的快速正电子和电子一样，在吸收物质中通过电离损失和辐射损失消耗能量。正电子 在吸收体中很快被慢化，一个正电子与吸收体中的一个电子相互作用转化为两个 γ 光子，这种现象叫做电子 对淹灭。湮灭时放出的 γ 光子叫湮灭辐射。从能量守恒考虑，在发生湮灭时，正-负电子动能为零，所以两个 湮灭光子的总能量应等于正、负电子的静止质量，即 hv1+hv2 = 2m0c2 (30) 同时，从动量守恒考虑，由于湮灭前的正、负电子的总动量为零，湮灭后，两个湮灭光子的总动量也应为零， 即 hv1/c = hv2 /c，因而，两个湮灭光子能量相同，而飞行方向相反，并且湮灭光子的发射是各向同性的，因此， 由（30）式可以看出，两个湮灭光子的能量各等于 m0c2= 0.511MeV。 原子的电子对效应截面sp 可由理论计算得到。它是入射光子能量和吸收物质原子序数的函数。当 hv 稍 大于 2m0c2，但又不太大时， 𝜎! ∝ 𝑍 ) 𝐸; (31) 2 当 hv >>m0c 时， 𝜎! ∝ 𝑍 ) 𝑙𝑛𝐸; (32) 可见，在能量较低时，sp 随光子能量线性增加，高能时，sp 与光子能量的变化就缓慢一些。不论高能区 和低能区，都有sp∝Z2 的关系。与康普顿效应相比，在能量高时，电子对效应占优势。 2.4 γ 射线的吸收 从上面的讨论，可以清楚地看到，当 γ 光子穿过物质时，通过与物质原子发生光电效应、康普顿效应和 电子对效应，γ 射线损失其能量。γ 射线与吸收物质的原子一旦发生这三种相互作用，原来能量为 hv 的光子 就消失，或散射后能量改变，并偏离原来的入射方向。总之，一旦发生作用，就从原来的入射 γ 束中移去。γ 射线与物质原子之间的相互作用，只要发生一次碰撞就是一次大的能量转移。它不用于带电粒子穿过物质时， 要经过许多次小的能量转移的碰撞来损失能量。我们已多次提到，带电粒子在物质中是逐渐消失能量，最后 停止下来，有射程概念。γ 射线穿过物质时，强度逐渐减弱，不与物质发生相互作用的光子穿过吸收层，其能 量保持不变，因而没有射程概念可言。但可用半吸收厚度来表示 γ 射线对物质的穿透情况。 由前面的内容可以知道，伽马射线与物质的三种效应对于吸收物质的原子序数和入射光子能量都有一定 的依赖关系，因而对于不同的吸收物质和能量区域，这三种效应的相对重要性是不同的。图 10 表示各种效应 占优势的区域，图中的两条曲线分别表示sph=se 和se=sp 时的 Z 与 E 的关系。由此可以看到： 1. 对于低能 γ 射线和原子序数高的吸收物质，光电效应占优势； 2. 对于中能 γ 射线和原子序数低的吸收物质，康普顿效应占优势； 3. 对于高能 γ 射线和原子序数高的吸收物质，电子对效应占优势。 I I-dI I0 dt t 图 10 三种相互作用于光子能量和原子序数的关系 图 11 γ射线通过物质的吸收示意图 下面讨论 γ 射线通过物质时的吸收情况。 设有一束准直的单能 γ 射线，沿水平方向垂直通过吸收物质，如图 11 所示。吸收物质单位体积中的原子 数为 N，密度为 ρ，在厚度 t=0 处，γ 射线强度为 I0。γ 射线通过吸收片时，要发生上述三种效应，因为 γ 射线 强度将减弱。在物质中 t 处的 γ 射线强度为 I，通过 dt 薄层后，其强度变化为 dI。按照截面定义（1）式，存 在下列关系： -dI=sγINdt (33) 式中负号表示 γ 强度是沿 t 方向减少的，-dI 就是受到原子的作用而离开原来入射 γ 束的光子数，sγ 是上述三 种效应的截面之和，即 sγ = sph +se +sp (34) 由（33）式可得到： 𝐼 = 𝐼6 e8sUVW （35） 由此可见，准直 γ 射线通过物质时，其强度的衰减遵循指数规律。 令 μ=sγN，则上式可改写为：  𝐼 = 𝐼% e&'( （36） -1 μ 为线性衰减系数，也称线性吸收系数，单位为 cm 。它表示在单位路程上 γ 射线与物质发生三种相互作用的 总几率。又因 N=(ρ/A)NA，A 为原子质量，NA 为阿伏伽德罗常数，所以 μ=sγ（ρ/A）NA，μ 与吸收物质的密度 有关。在许多情况下，用质量衰减系数来表示更为方便。令 μm=μ/ρ， （36）式又可表示为： 𝐼 = 𝐼% e&)! *( = 𝐼% e&)! $! (37) 2 2 其中 tm=ρt，称为质量厚度，单位为 g/cm ，μm 的单位为 cm /g。 把 γ 射线强度减小到 I=I0/2 所需的吸收片厚 度，称为半吸收厚度。 三、γ能谱 γ射线和 X 射线强度和能量的测量是核辐射探测的一个重要方面。在γ射线测量工作中广泛使用 NaI(Tl) 闪烁谱仪，其主要由闪烁探头（NaI（Tl）闪烁探测器） 、高压电源、线性放大器和脉冲幅度分析器组成。图 12 是 NaI(Tl)闪烁探测器的组成原理图。最左边是对射线敏感的闪烁体，当射线进入闪烁体时，在某一点产生次 级电子，它使闪烁体分子电离和激发，退激时发出大量光子。一般光谱范围从可见到紫外光，并且光子向四 面八方发射出去。在闪烁体周围包有反射物质，使产生的光子集中向光电倍增管方向射出去。光电倍增管（PMT） 是一个真空器件，它由光阴极、若干打拿极和一个阳极组成。光阴极前有一个玻璃或石英制成的窗，整个器 件外壳为玻璃，各电极由针脚引出。通过高压电源和分压电阻，使阳极—各打拿极—阴极间建立从高到低的 电位分布。当闪烁光子入射到光阴极上，由于光电效应会产生光电子，这些光电子受极间电场加速和聚焦， 打在打拿极上，产生 3-6 个二次电子，这些二次电子在以后各级打拿极上又发生同样的倍增过程，直到最后在 阳极上可接收到 104-109 个电子。大量电子会在阳极负载上建立起电信号，通常为电流脉冲或电压脉冲，然后 通过起阻抗匹配作用的射极跟随器，由电缆将信号传输到电子学仪器中去。 图 12 闪烁探测器组成原理图 γ 射线的探测主要依赖于 γ 光子与探测器物质的相互作用，在作用过程中，γ光子将全部或部分能量传递 给探测器介质中的电子，该电子的最大能量等于入射 γ 光子的能量或与入射 γ 光子的能量成正比，而且将以 任何其他快电子的同一方式在探测器中慢化并损失其能量。因此，γ 射线的照射量率或能量测量都是通过记录 沉积在探测器中的能量来实现。下面就γ光子与探测器发生相互作用后所形成的能谱进行介绍。 3.1 光电峰 光电效应是使入射 γ 光子完全消失的一种相互作用。在相互作用的发生位置，γ 光子从介质原子的某电子 壳层打出一个光电子，其动能为入射光子能量 hv 减去电子在其原壳层中的结合能 Bi，如图 13 所示。对于一 般的 γ 射线能量来说， 光电子最可能来自 K 层， 其典型结合能从低 Z 材料的几个 keV 到高 Z 材料的几十 keV。  图 13 光电效应产生的仪器能谱示意图 光电子发射后，在原子的电子壳层中产生一个空位，此时原子处于激发态。原子退激过程中，将以特征 X 射 线的形式或以俄歇电子的形式释放出结合能，就碘而言，发射特征 X 射线的概率大约是 88%。特征 X 射线与 介质原子受约束较弱的电子壳层进行光电作用，在它被重新吸收之前，可能穿行一段距离(一般在 1mm 以内)； 俄歇电子因能量低，故其射程极短，除非光电效应作用点在探测器介质边缘，且俄歇电子又向外侧径向发射， 才有可能出现逃逸现象。 因此，光电吸收效应就是释放一个光电子和一个或多个低能电子。光电子带走了 γ 射线的绝大部分能量， 而低能电子的能量相当于吸收了光电子原来的结合能。假如没有任何粒子从探测器中逃逸，那么产生的这些 电子的动能总和必定等于 γ 光子的初始能量。 人们往往关注 γ 射线的初始能量测量，那么光电吸收就是一个理想效应。如果是单能 γ 射线，则总的电 子动能等于入射 γ 射线的能量。在此条件下，对于一组光电吸收事件来说，光电子动能的微分分布应该是一 个简单的 δ(E-hv)函数，即电子总能量相当于入射 γ 射线的能量，并将出现如图 13 所示的单峰，因该能量峰由 光电效应产生，因此又称为光电峰。 3.2 康普顿坪 康普顿散射的作用结果是产生了一个反冲电子和散射 γ 光子，两者之间的能量分配依赖于散射角 θ。先考 虑两种极端情况：一是散射角 θ = 0，此时反冲电子的能量很小，而散射 γ 射线的能量最大，与 γ 射线的入射 能量几乎相等；二是散射角 θ = π(即正面碰撞)，γ 射线朝它的入射方向反散射，而反冲电子却沿着它的入射方 向反冲，反冲电子获得最大能量。此时，散射光子与反冲电子的能量分别为 ℎ𝑣′|OXY = ℎ𝑣/(1 + 2ℎ𝑣/𝑚6 𝑐 ) ) (38) )"0// # " 𝐸$ |OXY = ℎ𝑣 \+?)"0//! " ] (39) !# 再考虑一般情况：所有散射角都会出现，γ 光子传递给反冲电子的能量是连续的，其能量介于 0 至最大能量之 间。对于 γ 射线的特定入射能量，反冲电子的能量分布如图 14 所示。此时，γ 射线的入射能量与最大反冲电 子的能量之差可由下式给出 "0 𝐸# = ℎ𝑣 − 𝐸$ |OXY = +?)"0// " (40) !# 在 γ 射线的入射能量很大的极限情况下，即 hv >> m0c2，上述能量之差趋向于下式给出的常数，即 𝐸# ≈ 𝑚6 𝑐 ) /2 = 0.256 MeV (41) 图 14 反冲电子的能量分布示意图  上述分析是基于假定：与康普顿散射有关联的电子的最初状态是自由状态或无束缚状态。而在散射发生 过程之前，实际探测器材料的电子结合能在康普顿连续谱上会有可测到的效应，这些效应对于入射的低能 γ 射 线尤其引人注意。它们使靠近连续谱向上的一端的前沿圆曲，这样就给突然下降的那段康普顿边缘引入了一 定的斜率。这些效应常常被探测器的有限能量分辨率所掩盖。但是，在固有的高分辨率探测器测得的 γ 能谱 中就很明显。 3.3 逃逸峰 形成电子对效应的相互作用过程发生在探测器材料的原子核场内，并在入射 γ 光子完全消失点产生了正 负电子对。由于产生一个正负电子对需要 2m0c2 的能量，即发生此过程需射线的最小能量达到 1.02MeV，若 γ 射线的入射能量超过这个值，则过剩的能量将以正负电子对均分的动能形式出现。因此，该过程包括了 γ 光 子转换为正、负电子的动能。对于常见的 γ 射线能量，正、负电子在把所有的动能传给吸收介质之前，最多 可移动几毫米。由入射 γ 射线产生的全部(负、正电子)带电粒子的动能曲线图也是个简单的 δ 函数，但此刻它 落在低于入射 γ 射线能量 2m0c2 的位置上，如图 15 所示。 图 15 形成电子对的动能分布示意图 由于正电子不稳定，使电子对的产生过程变得复杂化。一旦其动能变得很低(可与吸收材料中正常电子的 热能相比)，正电子将被湮灭(即与吸收介质中的负电子结合在一起)。此时正、负电子都将消失，由各自能量 为 m0c2 = 0.5l MeV 的两个湮灭 γ 光子所代替。正电子慢化和湮灭所需要的时间很短，因此，实际上湮灭辐射 与初始的电子对产生是同时出现的。两个湮灭 γ 光子可能继续与探测器介质发生相互作用(光电效应或康普顿 效应)，若由此产生的次级电子动能也消耗在探测器内，刚形成的电子总能量将等于入射 γ 射线能量 hv；两个 湮灭 γ 光子可能一个与探测器介质发生相互作用，另一个光子逃逸出探测器。则形成的电子总能量将等于入 射 γ 射线能量 hv 减去 m0c2，即 hv-0.5l1MeV，该能量峰称为单逃逸峰；若两个湮灭 γ 光子都逃逸出探测器， 则形成的电子总能量将等于入射 γ 射线能量 hv 减去 2m0c2，即 hv-1.02MeV，该能量峰称之为双逃逸峰。 参考文献 原子核物理实验方法（上册） （第二版）[M]，复旦大学，清华大学，北京大学合编；原子能出版社，1985。 陈伯显，张智。核辐射物理及探测学 [M]，哈尔滨工程大学出版社，2011. Glenn F. Knoll. Radiation detection and measurement, WILEY e-book, America, 2010. I.L.M Silva,R.T Lopes,E.F.O de Jesus. Tube defects inspection technique by using Compton gamma-rays backscattering[J]. Nuclear Inst. and Methods in Physics Research, A,1999,422(1). NIST 数据库网址：https://physics.nist.gov/PhysRefData/Xcom/html/xcom1.html 四、实验内容介绍 4.1 虚仿实验平台介绍 图 16. 南开大学虚拟仿真实验教学项目共享平台首页 本虚拟仿真实验部署于南开大学虚拟仿真实验教学项目共享平台（网址：ilab-x.nankai.edu.cn,图 16 所示）上， 可直接通过网址 https://ilab-x.nankai.edu.cn/index/subject/detail?id=57&isView=true 进行访问，或通过首页 “ ，界面如图 17 所示。 ”找到核物理类“伽马射线综合实验虚拟仿真实验” 图 17. 伽马射线综合实验虚拟仿真实验软件界面  在点击【我要做实验】后会弹出如图 18 所示的分角色用户登录界面，选择相应选项进行登录即可进行实 验操作，南开师生用信息门户账户登录。 图 18. 实验用户角色分类登录界面 登录后，再点击【我要做实验】即可进入图 19 所示界面，选择相应部分进行实验操作。 图 19. 实验操作首页界面 在本虚拟仿真实验中共有五部分内容： （1） 在此部分，主要从微观的角度展示伽马射线与物质的三种主要相互作用——光电效应，康普顿效应和电 子对效应。可以通过勾选工具栏中相互作用按钮，来选择只观测某种作用的微观化展示，单独探究该种作用 在微观上的一些定性和定量规律，或者同时勾选三种相互作用，研究伽马射线与物质相互作用的整体统计规 律。 （2） 粒子或辐射不能被直接观测到，只有通过它们与物质的相互作用才能间接探测。粒子探测基本上是指记 录粒子数目，测定它的强度，确定粒子的性质(例如能量、动量、飞行方向等)。绝大多数是利用带电粒子对物 质原子的电离和激发作用，也有利用切伦柯夫效应和穿越辐射效应的。对于不带电的粒子，如γ射线、X 射 线等，通常都是利用其产生的次级带电粒子的探测，间接地来探测。同是光子，对于可见光波段的光子，一束 单波长的光可以直接由光谱仪得到包含一个单能峰的光谱，而一束单能γ射线就不能直接被测量，而是通过 前面所说的三种主要相互作用产生次级电子间接被记录。所以单能 γ 射线的能谱包含很多特征峰信号。如图 1 所示，γ 能谱由全能峰、康普顿连续谱、反散射峰、逃逸峰、叠加峰、X 射线峰等组成。在此部分，可以通 过更换放射源，来探究γ能谱上特征峰信号背后的物理机制。 （3） 前面我们提到过，γ射线与物质发生相互作用是随机事件，其强度衰减遵循指数衰减规律。该规律是利 用γ射线探测物质属性所依据的主要规律，例如医院用的放射性检查、工业上用到的放射性探伤、安检中用 到的成像设备等。而其强度的衰减就是在与物质发生光电效应、康普顿效应和电子对效应等作用时，原始γ 光子个数的减少。在此部分可以测量γ射线穿过相同厚度的不同物质或不同厚度的同一物质后的强度，用来 探究不同物质对不同能量γ射线的吸收规律。 （4） 本部分是对康普顿效应的验证。前面简单提到过康普顿效应是入射光子与物质原子的核外电子发生非弹 性碰撞的过程。在此过程中散射光子以及反冲电子的能量均与散射角度θ和反冲角度φ有关，而与物质材质 无关。此部分主要对该规律进行探究和验证。 （5） 利用γ射线的衰减规律可以对物体厚度进行无损伤探测。在本部分中，以γ射线与物质的康普顿效应的 背散射信号为主信号，对样品的厚度进行测量。 4.2 实验操作内容 4.2.1 伽马射线与物质相互作用规律 （1）选择放射源 40K，选择样品 Pb，在单事例中，学习和理解光电效应、康普顿效应、电子对效应的物理过 程。用实验中得到的粒子的能量、动量等数据，尝试说明三种效应中的能量关系和动量关系。 （2）选择放射源 137Cs，利用光电效应中的能量守恒，得到不同材料（C，Al，Ti，Fe，Cu，Ag，Ba，Au， Pb）原子的 K 层电子结合能 Bk，以表格形式列出，并由 Bk 和 Z 的关系拟合得到里德伯常数 Ry。思考能不能 用其他方式得到材料的能级结合能分布特征？试给出一个案例。 （3）利用所提供的伽马射线源（22Na, 137Cs, 60Co, 40K, 208Tl），探究光电效应中光电子的角分布规律，得到光 电子的角分布与γ射线能量的关系。 （事例数自定，以规律性明显为宜） （4）利用材料 Pb，探究康普顿效应中，散射光子和反冲电子在不同γ能量下（22Na, 137Cs, 60Co, 40K, 208Tl）的 角分布规律。 （5）利用所提供的特定γ源（22Na, 137Cs, 60Co, 40K, 208Tl）或自定义宽谱γ源，以及所给样品（C，Al，Ti， Fe，Cu，Ag，Ba，Au，Pb） ，探究三种效应截面与γ射线能量和物质原子序数的关系，做出如图 10 所示的分 布图，并与其进行对比。 4.2.2 伽马源特征谱分析 在相互作用类型全开的情况下， （1）自定事例数，测量所提供γ源（22Na, 137Cs, 60Co, 40K, 208Tl）的能谱， 标注各特征峰的能量；（2）分析源 137Cs 和 208Tl 能谱的不同，以及原因和物理机制。  图 19 γ能谱示意图 4.2.3 伽马射线吸收特性 根据实验原理 2.4 节中伽马射线的吸收内容，利用 137Cs 作为γ源，探测样品架二上不同厚度 Al 的γ吸 收谱，进行数据处理得到 Al 的线性吸收系数μ，并查询资料推算得到此时 Al 的吸收截面。 4.2.4 康普顿散射实验 选择放射源 137Cs，探测角度在 10-160°范围内，每隔 10°得到的散射光能谱，得到散射光能量与散射角 度的关系曲线，并与理论曲线进行对比。 4.2.5 康普顿效应探伤 对已知厚度的铁管进行康普顿背散射信号扫描采集，作出厚度与背散射信号强度及空间位置相对应的分 布图，作为标准信号；对未知厚度的铁管进行旋转探伤测量，与标准信号强度进行对比，判断铁管的损伤分 布情况。 五、软件操作界面介绍 实验网址: https://ilab-x.nankai.edu.cn/index/subject/detail?id=57&isView=true 备用网址:http://47.111.14.134:121/