Kapitel 7.4: Nachweismethoden für ionisierende Strahlung - PTB

7.4.1 Übersicht 419 

Riemann, K.-U. (1991): The Böhm criterion and sheath formation. J, Phys. D. Appl. Phys. 24, 493-518 

Sampayan, S. E.; Frisa, L. E.; King, M. L.; Moore, R.A. (1988): An improved ion source for ion 

implantation. J. Vac. Technol. B 6, 1066-1072 

Septier, A. (Hrsg.) (1967): Focusing of Charged Particles 1 und 11. New York u. London: Academic 

Press (B) 

Septier, A. (Hrsg.) (1980, 1983): Applied Charged Particle Optics Part A (1980), Part B (1980), Part C (1983): 

New York: Academic Press (B) 

Sidenius, G. (1965): The high temperature hollow cathode ion source. Nucl. Instrum. and Meth. 38, 19-22 

van Steenbergen, A. (1966): Evaluation of Particle Beam Phase Space Measurement Techniques. Nucl. Instr. 

and Meth. 57, 245-253 

Steffen, K.G. (1965): High Energy Beam Optics. New York: Interscience (B) 

Surrey, E.; Holmes, A. J. T. (1990): The effects on ion beam optics of a spherical aberration. Rev. Sei. Instr. 61, 

2171-2175 

Walcher, W. (1943): Verwendungsmöglichkeiten von Glühanoden zur Isotopentrennung. Z. Physik 121, 604- 

613 

Walcher, W. (1951): Methode zur näherungsweisen Bestimmung von Trägerbahnen in elektrostatischen Linsen 

unter Berücksichtigung der Raumladung. Z. angew. Physik 3, 189-190 

Walcher, W. (1958): GeneralTreatment of Some Problems related to the Design of Modern Isotope Separators. 

In: Koch, J. (Hrsg.): Electromagnetic Isotope Separators and Applications of Electromagnetically Enriched 

Isotopes. Amsterdam: North Holland (B) 

Walcher, W. (1972): Some remarks on emittance and brightness of ion sources and ion beams. In: Proc. 2nd Int. 

Conf. on Ion Sources. Wien: Stud. Ges. At. Energie 

Whealton, J. H. (1981): Ion Extraction and Optics Arithmetic. Nucl. Instr. and Meth. 189, 55-70 (Z) 

Williams, N. (1977): High current ion source for use on the PR-30 implanter. J. Vac. Sei. Techol. 15, 1076- 

1079 

Wolf, B. H. (1976): Duopigatron Metal Ion Source. Nucl. Instr. and Meth. 139, 13-16 

7.4 Nachweismethoden für ionisierende Strahlung 

7.4.1 Übersicht (K. Hohlfeld) 

Die hier beschriebenen Verfahren werden bei Aktivitäts- und Quellstärkebestimmungen 

radioaktiver Strahlenquellen (7.5), zur Messung von Strahlungsfeldgrößen (Energie, 

Energiespektrum und Flußdichte von Korpuskular- und Photonenstrahlung, 7.6), beim 

Nachweis hochenergetischer Korpuskularstrahlung (7.7) und in der Dosimetrie für 

Strahlentherapie, Diagnostik und Strahlenschutz (7.8) angewandt. 

In vielen Fällen reicht die durch einzelne Korpuskeln oder Quanten auf Materie 

übertragene Energie aus, um die in geeigneten Strahlungsdetektoren ausgelösten Signale 

(optisch oder elektrisch) nachzuweisen und nach Verstärkung zu registrieren. Alle zur 

Einzelzählung und Energiebestimmung von Korpuskeln und Photonen geeigneten 

Detektoren können bei entsprechender Betriebsweise (z. B. durch Strom- oder Ladungsmessung 

oder Messung von Impulshäufigkeiten) auch zur Messung von Dosen, 

Dosisleistungen und Strahlungsfeldgrößen verwendet werden. 

In Tab. 7.3 sind die wichtigsten Strahlungseffekte zusammengestellt, die bisher für 

Meßverfahren vorgeschlagen, untersucht und angewendet wurden. In den folgenden 

Abschnitten werden überwiegend nur die Grundzüge der Meßverfahren beschrieben; für 

Einzelheiten wird auf die Literatur verwiesen. 

Allgemeine Literatur über Nachweismethoden für ionisierende Strahlung: Attix u.a.. Hrsg. (1966) bis 

(1972); Casnati, Hrsg. (1977); Eichholz u. Poston (1980); Hertz, Hrsg. (1966); .laeger u. Hübner, 

Hrsg. (1974); Kase u.a.. Hrsg. (1987); Knoll (1992); Neuert (1966); Paic (1988); Reich, Hrsg. (1990); 

Sauter(1983)

420 7.4 Nachweismethoden für ionisierende Strahlung 

Tab. 7.3 

Übersicht über Strahlungseffekte und darauf beruhende Verfahren zur Bestimmung von 

Meßgrößen für Strahlungsquellen, Strahlungsfelder und Strahlungsanwendungen 

Strahlungseffekt 

Meßeinrichtung 

oder Meßverfahren 

Messung der 

Strahlungsquelle 

Messungen des 

Strahlungsfeldes 

Messung 

von 

Dosen 

00 

c 

" .2 c 

c 

7.4.2 Nachweis mittels Ionisation in Gasen 421 

kammern geführt. Für die Dosimetrie stellen sie die wichtigste Methode dar. Bei den 

Kammern für Dosis- und Dosisleistungsmessungen läßt sich der Meßbereich in weiten 

Grenzen durch die Wahl des lonisationsvolumens, der Gasdichte und des Strom- oder 

Ladungsbereiches ändern. In Tab. 7.4 sind für einige Anwendungsbereiche typische 

Werte des Kammervolumens, der zu messenden Dosisleistungen und der lonisationsströme 

zusammengestellt. 

Tab. 7.4 Typische Werte des Kammervolumens, der zu messenden Dosisleistungen und 

der lonisationsströme für verschiedene Anwendungen (OD Ortsdosisleistung) 

Anwendung Kammervolumen Dosisleistung") lonisationsin 

cm' 

strom in A 

Umgebungsstrahiung 10" und mehr") lOOnSv/h 10 bis 10 " 

Strahlenschutz (OD) 10^ bis 10' 10 bis lOOOnSv/h 10 "bis 10 " 

Diagnostik 1 bis 5 0,1 Gy/min ca. 10 " 

Therapie 0,1 bis 0,5 1 Gy/min ca. 10 

Weichstrahl-Therapie 0,03 bis 0,1 10 Gy/min ca. 10 

Photonen-Äquivalentdosisleistung (s. 7.8.1.8) bzw. Wasser-Energiedosisleistung (s. 7.8.1.2). 

'') Druckkammern bis 25 bar. 

Meßprinzip Die Ionisationskammer wird durch ein von zwei Elektroden begrenztes 

Gasvolumen dargestellt. Bestrahlt man dieses mit ionisierender Strahlung, so fließt beim 

Anlegen einer Spannung ein elektrischer Strom, der durch Wanderung der gebildeten 

Gasionen im elektrischen Feld erzeugt wird. Der Strom ist der durch die Strahlung im 

Gas absorbierten Strahlungsleistung direkt proportional, wenn keine Gasverstärkung 

und keine Rekombination (s. 7.4.2.2) stattfindet. Der Proportionalitätsfaktor ist der 

Quotient Wje, die mittlere Energie zur Erzeugung eines lonenpaares geteilt durch die 

Elementarladung (in Luft 33,97 V). 

Bauformen von Ionisationskammern Für die verschiedenen Anwendungen werden 

typische Formen von Ionisationskammern verwendet (Fig. 7.35). 

Als Primärnormaldosimeter, d.h. zur Realisierung der Einheiten der Freiluft- 

Meßgrößen Luftkerma und Standard-Ionendosis, werden bei Röntgenstrahlung bis zu 

400kV Erzeugungsspannung Parallelplattenkammern („Freiluftkammern"), bei 

'"Cs- und ®°Co-GammastrahIung zylindrische oder kugelförmige Kompakt kammern 

aus Graphit sowie flache zylindrische Kammern („pill box") mit den ebenen 

Flächen senkrecht zur Strahlachse und Volumina bis zu mehreren cm^ verwendet 

(Niatel u. a. (1975), Chartier u. a. (1975), Engelke u. a. (1988)). Für die Absolutbestimmung 

der Energiedosen an der Oberfläche und im Innern von Phantomen sind in 

verschiedenen Ausführungen für die verschiedenen Strahlenarten Extrapolationskammern 

entwickelt worden. 

Extrapolationskammern für Elektronen s. z.B. Loevinger u. Trott (1966), 

Markus (1975); für Betastrahlung s. 7.8.5.1, Anwendung auf weiche und harte 

Röntgenstrahlung sowie Betastrahlung s. Böhm u. Schneider (1986). 

Ais Gebrauchsdosimeter in der Therapie herrschen zylindrische Kompaktkammern 

(„Fingerhutkammern") und Flachkammern vor, letztere werden vor 

allem in der Weichstrahl- und der Elektronendosimetrie verwendet.


5 

Hl 

Ii 

Fig. 7.35 Bauformen von Ionisationskammern 

Für Primärnormal-Meßeinrichtungen: a) Parallelplattenkammer, b) Kugelkammer, c) Zylinderkammer, 

d) flache Zylinderkammer, e) Extrapolationskammer 

Für Gebrauchsdosimeter: f) Kompaktkammer (Fingerhutkammer), g) Flachkammer, h) Kondensatorkammer, 

i) Stabdosimeter, j) Dosisflächenprodukt-Ionisationskammer, k) Schacht-Ionisationskammer 

Eine besonders geringe Energieabhängigkeit des Ansprechvermögens bei hochenergetischer 

Elektronenstrahlung kann mit kleinen Ionisationskammern erzielt werden, bei denen die Luft im 

lonisationsvolumen durch eine dielektrische Flüssigkeit ersetzt ist. Über Erfahrungen mit 

Flüssigkeitsionisationskammern berichten Johansson u. Svensson (1982). 

Ionisationskammern im Strahlenschutz behaupten sich gegenüber Zählrohren 

oder Szintillatoren wegen ihrer Zuverlässigkeit, der geringen Energieabhängigkeit des 

Ansprechvermögens und der Verwendbarkeit bei niedrigen Energien (DIN 6818, Teil 4 

(1993)). Kammern in Kugelform zeichnen sich vor allem durch geringe Richtungsabhängigkeit 

aus (s. Kemp u. Read (1968)). Als Personendosimeter sind Kondensatorkammern 

in Form von Stabdosimetern weit verbreitet (DIN 6818 Teil 2 (1992)). 

In der Röntgendiagnostik soll die Strahlenexposition von Patienten möglichst klein 

gehalten werden. Ein Maß dafür ist das Dosisflächenprodukt (s. 7.8.2.3); zu seiner 

Messung wurden in Form flacher Durchstrahlungs-Ionisationskammern Dosisflächenprodukt-Messer 

entwickelt (DIN 6819 (1984)). 

An Dosimeter mit Ionisationskammern zu stellende Anforderungen sind in 7.8.4.6 

beschrieben. 

Weitere Anwendungsgebiete finden Ionisationskammern bei der Messung relativer Aktivitäten 

(s. 7.5.4.4) und beim Nachweis hochenergetischer Korpuskularstrahlung (s. 7.7). 

Messung der lonisationsströme Die Messung der häufig sehr kleinen Gleichströme oder 

der entsprechenden Ladungen stellt hohe Anforderungen an die Isolation der Elektroden 

und an das Meßkabel; um Leckströme so klein wie möglich zu halten, werden die


Meßelektroden oft nach dünner Isolation mit einer Schutzelektrode auf dem gleichen 

Potential, die Meßleitungen im Kabel mit einer entsprechenden Schutzhülle umgeben. 

Genaue Stromessungen werden durch Ent- oder Aufladung eines Kondensators oder 

durch Messung des Spannungsabfalls an einem hohen Widerstand ausgeführt. Präzisionsmessungen 

von lonisationsströmen mit rückgekoppelten Elektrometerverstärkern 

beschreibt Loevinger (1966); ein Strommeßsystem nach der Auflademethode für 

Ströme bis herab zu 10 A wurde von Böhm (1976) entwickelt. 

7,4.2.2 Nichterreichen der Sättigung 

Auf dem Weg zu den Elektroden stoßen die Ionen mehrmals mit anderen Ladungsträgern 

zusammen, wobei es zu Rekombinationen kommen kann. Erhöht man die angelegte 

Kammerspannung U und damit die Feldstärke, so nimmt die Wahrscheinlichkeit zur 

Rekombination ab. Die Strom-Spannungscharakteristik einer Ionisationskammer zeigt 

bei kleinen Spannungen einen linearen Anstieg des Stroms (Ohmscher Bereich), der 

später schwächer wird und sich schließlich, wenn die Rekombinationsverluste vernachlässigbar 

werden, einem Grenzwert, dem Sättigungsstrom nähert (Fig. 7.36). Die 

Sättigungsspannung U^ hängt von der lonendosisleistung ab. 

Fig. 7.36 

Der lonisationsstrom I in Abhängigkeit von der 

Kammerspannung U erreicht seinen Sättigungswert 

h bei der Sättigungsspannung f,. f/, steigt mit der 

Dosisleistung etwas an, s. Kurven (1) und (2) 

Der gemessene lonisationsstrom / ist mit einem Korrektionsfaktor k zu multiplizieren, 

um den Wert bei Sättigung zu erhalten. Vielfach wird auch mit dem als Sättigungsgrad/ 

(collection efficiency) bezeichneten Kehrwert/= 1/fc gerechnet. Dabei ist/das Verhältnis 

der gesammelten Ladung zur erzeugten Ladung. 

Physikalische Ursachen Drei physikalische Ursachen tragen dazu bei, daß vollständige Sättigung 

nicht erreicht wird (ausführliche Darstellung s. Boag (1987)): 

- Häufigste Ursache ist die Volumenrekombination der durch Diffusion im lonisationsvolutnen 

homogen verteilten Ladungsträger. Der Sättigungsverlust ist für kontinuierliche Strahlung 

proportional zur gemessenen lonendosisleistung/und zum Quadrat des Kehrwertes der Feldstärke 

Bei gepulster Strahlung ist die Volumenrekombination proportional zu der je Puls erzeugten 

Dosis und umgekehrt proportional zur Feldstärke. Dabei ist vorausgesetzt, daß die Pulsdauer sehr 

viel kürzer als die Laufzeit der Ladungsträger im lonisationsvolumen und die Zeitabstände 

zwischen den Pulsen größer als die Laufzeit sind. 

- AlsAnfangsrekombination wird die Rekombination der getrennten Ladungsträger längs der 

Bahn eines geladenen Teilchens bezeichnet, wobei die Ladungsträger in Anhäufungen („cluster") 

auftreten. Die Anfangsrekombination hängt von der Dichte der Ionisierung längs der Bahn der 

Teilchen, d. h. von LET (s. 7.1.3.3) ab; sie hängt daher - im Gegensatz zur Volumenrekombination 

- nicht von der Dosisleistung ab. In Kammern mit parallelen Elektroden ist die Anfangs-


rekombination dem Kehrwert der elektrischen Feldstärke (E=U/d,d ist der Elektrodenabstand) 

proportional. Sie nimmt nur bei Feldstärken kleiner als 4 V/cm Werte an, die berücksichtigt werden 

müssen, z. B. bei den großen, zur Realisierung der Einheit der lonendosis benutzten Freiluftkammern. 

- Beider Rekombination durch Diffusiongelangt ein Teil der Ladungsträger durch Diffusion 

gegen die Richtung des angelegten Feldes zur „falschen" Elektrode. Dieser Beitrag zur Rekombination 

hängt von der angelegten Kammerspannung U, dagegen nicht von der Feldstärke E ab. Die 

Diffusion trägt nur bei kleinen Spannungen (weniger als lOV) und kleinen Plattenabständen 

(kleiner als 1 cm) merklich zu Sättigungsverlusten bei. 

Die Feldstärke, bei der Sättigung erreicht wird, ist um so größer, je größer die 

lonisierungsdichte und je höher der Gasdruck ist. Wegen der geringeren Rekombination 

zwischen Elektronen und positiven Ionen ist in reinen Edelgasen und in reinem 

Stickstoff Sättigung leichter zu erreichen als in elektronegativen Gasen, die durch 

Anlagerung von Elektronen zur Bildung negativer Molekülionen neigen. Bei a-Strahlen 

sind wegen der hohen lonendichte längs der Bahnen zur Vermeidung der Rekombination 

wesentlich höhere Feldstärken erforderlich als bei Elektronen, vor allem dann, 

wenn die Bahnen in Richtung der Feldlinien verlaufen. Bei Hochdruck-Ionisationskammern, 

wie sie zur Messung niedriger Dosisleistungen in Luft (Umgebungsstrahlung) 

verwendet werden, ist bei Verwendung elektronegativer Gase (Sauerstoff) auch 

bei den höchsten, praktisch erreichbaren Feldstärken keine Sättigung zu erzielen; meist 

wählt man reinen Stickstoff. 

Näherungsformeln Die folgenden Formeln liefern Korrektionsfaktoren für Sättigungsdefizite 

kleiner als etwa 10% und planparallele Ionisationskammern bei kontinuierlicher Strahlung {D in 

Gy/s, Elektrodenabstand d in mm, U in V): 

A:, = 1 + 2,4 bd^/U^ für Volumenrekombination (7.63) 

K=\ ^ 0,0044 djU für Anfangsrekombination (7.64) 

ki = \ + 2 kaT/eU für Rekombination durch Diffusion (7.65) 

Gl. (7.63) für die Volumenrekombination stellt den gewöhnlich zu benutzenden Korrektionsfaktor 

dar (vgl. 7.8.4.2). Der in Gl.(7.64) für die Anfangsrekombination aufgeführte 

Zahlenwert 0,0044 gilt für Röntgenstrahlung mit Erzeugungsspannungen größer als 120 kV und hat 

nur für Werte der elektrischen Feldstärke f//£/


Für die Volumenrekombination durch gepulste Strahlung gilt unter den oben angegebenen 

Voraussetzungen; 

k,= \+ 0,54 D^d^/U (7.68) 

mit Dj in mGy (je Strahlimpuls). 

Die Rekombination bei gepulster Strahlung für Ionisationskammern mit planparallelen Elektroden 

wurde von Geiger u. a. (1980) untersucht, für zylindrische Ionisationskammern von Boag u. 

Currant (1980), der Einfluß der Luftfeuchte von Takata (1994). 

Experimentelle Ermittlung des Sättigungsstroms Dazu wird bei kontinuierlicher 

Strahlung \/I gegen bei gepulster Strahlung gegen \/U aufgetragen. Die 

Extrapolation von bzw. \/U gegen Null ergibt als Ordinatenabschnitt den Wert 

l//s. Dies beruht darauf, daß der Kehrwert \/I in der Nähe der Sättigung linear 

verläuft. 

Vereinfacht wird dies bei der Zwei-Spannungen-Methode (Boag u. Currant 

(1980), Almond (1981), Attix (1984)). Bei den Kammerspannungen {/, und U2 (C/, ist 

die gewöhnlich benutzte Betriebsspannung) werden bei konstanter Dosisleistung und 

unveränderter geometrischer Anordnung die zugehörigen lonisationsströme I\ und I2 

bzw. die Anzeigen M\ und M2 gemessen. Das Verhältnis U^/Ui sollte größer oder gleich 

drei sein. Bei unbekannten Kammern empfiehlt es sich, die Linearität durch Aufzeichnen 

der Funktionen zu überprüfen. Ist Linearität gegeben, dann genügen zwei Punkte auf 

der Kurve 1/M über 1/(7 bzw. 1/t/^, um den Wert l/Mg des Anzeigewertes für Sättigung 

zu bestimmen (Derikum u. Koos (1993)). 

Aus der Gleichung einer Geraden durch zwei Punkte ergibt sich der Korrektionsfaktor k^, 

- für kontinuierliche Strahlung 

- für gepulste Strahlung 

k^ = MJM, = , (7.70) 

jeweils gültig bis zu etwa = 1,05, in Näherung auch noch bis etwa 1,10. 

Für gepulste und periodisch abgelenkte Elektronenstrahlung („pulsed scanning beam"- 

oder „pulsed swept beam"-Technik) kann bei der Zwei-Spannungen-Methode k^ nach einer 

quadratischen Gleichung berechnet werden, deren Koeffizienten von [/i/t/2 abhängen (Weinhous 

u- Meli (1984), s. auch DIN 6800 Teil 2 (1996); Kurvendarstellung s. Boag (1982)). 

7.4.2.3 Zählrohre 

Zählrohre unterscheiden sich von Ionisationskammern durch die unten beschriebene 

Vervielfachung der im Gasraum erzeugten Ladungen. Sie stehen heute in bestimmten 

Anwendungsbereichen in Konkurrenz zu Szintillations- und Halbleiterdetektoren; vor 

allem in der Strahlenschutzmeßtechnik dürften sie aber ihren Platz behaupten. Sie 

erlauben den Bau von preiswerten, robusten und häufig tragbaren Geräten mit einfacher 

Nachweiselektronik. Da Zählrohre in verschiedenen Ausführungen von der Industrie 

angeboten werden, kommt der Eigenbau nur noch selten in Frage. Die Wirkungsweise 

der Zählrohre 

ist zwar recht gut bekannt, doch ist es kaum möglich, ihr Ansprechvermögen 

für verschiedene Strahlenarten und die Energieabhängigkeit des Ansprechvermö-


gens zu berechnen. Obwohl im äußeren Aufbau kein prinzipieller Unterschied besteht, 

unterscheidet man je nach Arbeitsweise Proportionalzählrohre (s. 7.4.2.4) und Auslösezählrohre 

(s. 7.4.2.5). 

Physikalische Grundlagen Zählrohre werden meist als zylindrische Anordnung mit 

einem dünnen Zähldraht als Anode ausgeführt. Sie sind mit Gasen gefüllt, die keine 

Elektronen anlagern, z. B. Argon. Der Betrag der Feldstärke E im Abstand r von der 

Achse des Zähldrahtes bei Anlegung der Spannung U ist durch die Gleichung 

£W=C//[r In (r>i)] (7.71) 

gegeben, wobei r^ und r, die Radien der äußeren bzw. inneren Elektrode bedeuten. Die 

Feldstärke nimmt nur in der Nähe des Drahtes hohe Werte an. 

200 400 

Zählrohrsponnung- 

V 1200 

Fig.7.37 

Ladungs- oder Spannungsamplitude eines Zählrohres 

in Abhängigkeit von der Zählrohrspannung 

Es lassen sich sechs Bereiche unterscheiden (s. Text) 

von denen der Proportionalbereich 3 und der Auslösebereich 

5 für Zählrohre nutzbar sind. Die Ordinate 

erstreckt sich über mehrere Zehnerpotenzen 

In Fig. 7.37 ist (nicht maßstäblich) die gemessene Impulshöhe beim Durchgang eines Teilchens 

durch ein Zählrohr in Abhängigkeit von der angelegten Spannung aufgetragen: 

Im Rekombinationsbereich 1 wird infoige Rekombination nur unvollständige Ladungssammlung 

erzielt. Im lonisationskammerbereich 2 werden bei Spannungen, die zur Sättigung 

ausreichen, alle Ladungen gesammelt, die das Primärteilchen erzeugt hat (Primärladungen). 

Im Proportionalbereich 3 setzt die Verstärkung der Primärladungen durch Stoßmultiplikation 

ein, weil die Feldstärke in Anodennähe einen Wert erreicht, bei dem die in Richtung auf die 

Anode beschleunigten Elektroden auf der freien Weglänge zwischen zwei Stößen mit den 

Gasmolekülen so viel Energie gewinnen, daß sie selbst wieder zu ionisieren vermögen. Die 

Gasverstärkung ist im Bereich bis etwa 10' von der primären Ladungsträgerzahl unabhängig. 

Die Elektronenlawine, die von einer primären Ionisation herrührt, ist auf einen sehr kleinen 

Abschnitt des Anodendrahtes beschränkt. Es besteht keine Wechselwirkung zwischen den 

Elektronenlawinen verschiedener Primärionisationen, alle Lawinen sind etwa gleich groß. Damit 

ist der Ladungsimpuls durch gleichzeitig entstandene Lawinen proportional der Zahl der durch das 

Primärteilchen erzeugten lonenpaare. 

Im beschränkten Proportionalbereich 4 führt die starke Raumladungswolke um den Draht 

zu einer Abschwächung der Feldstärke, was zur Folge hat, daß die Gasverstärkung von der Größe 

der Primärionisation abhängt. Dieser Bereich ist für Messungen nicht geeignet. 

Im Auslösebreich („Geiger-Müller-Bereich") 5 wird bei weiter erhöhter Zählrohrspannung 

ein kritischer Wert der Gasverstärkung in der primären Lawine überschritten. Im wesentlichen 

durch Photonenstrahlung aus der ursprünglichen Elektronenlawine werden im Zählvolumen oder 

in der Kathode weitere Ladungsträger ausgelöst. Die Entladung breitet sich entlang des 

Zähldrahtes aus. Dadurch wird die gemessene Impulshöhe von der Primärladung unabhängig. Die 

Entladung bricht nicht mehr von selbst ab. Der Löschvorgang ist unter 7.4.2.5 beschrieben.


Im Bereich der selbständigen Entladung 6 steigt die Höhe der Ladungsimpulse mit der 

Spannung weiter an und Sekundärprozesse, die das „Weiterbrennen" der Entladung bewirken, 

werden zunehmend wahrscheinlicher. Da hierdurch das Zählrohr zerstört werden kann, sind diese 

Zählrohrspannungen zu vermeiden. 

Die Form des Ladungsimpulses wird anfänglich durch die Ladungssammelzeiten 

für die Ionen bestimmt. Der Anstieg ist für Proportionalzählrohre und für Auslösezählrohre 

praktisch gleich, die größere Raumladung bei Auslösezählrohren hat noch keinen 

Einfluß. Da die Stoßmultiplikation innerhalb eines Abstandes weniger freier Weglängen 

vom Zähldraht erfolgt, ist der Beitrag der Elektronen zum Gesamtimpuls gering 

(< 10%). Trotz der geringen Beweglichkeit der positiven Ionen erhält man einen 

schnellen Impulsanstieg, da die Ionen bei der hohen Feldstärke in Anodennähe in kurzer 

Zeit eine große Potentialdifferenz durchlaufen. Der weitere Verlauf wird durch die 

Zeitkonstante des externen Meßkreises bestimmt. Zum Nachweis wird der steile Anstieg 

des Impulses ausgenutzt. Als Differentiationszeitkonstante im Linearverstärker wählt 

man ca. 10 ^s. 

Totzeit (s. Fig. 7.38) ist bei Auslösezählrohren die Zeitspanne nach dem Beginn des 

Impulses, während der das Zählrohr durch die vorangegangene Ionisation auf weitere 

einfallende Strahlung nicht anspricht. Die Erholzeit ist die Zeit, nach der die 

Impulshöhe wieder ihre volle Höhe annehmen kann. Unter der Auflösungszeit 

versteht man die Zeit, nach welcher ein der vorangegangenen Ionisation folgender 

Impuls die Ansprechschwelle des Nachweisgerätes erreicht. Diese Zeit gehört nicht zu 

den eigentlichen Zählrohrdaten, weil sie von der jeweiligen Schaltung des Nachweisgerätes 

abhängt. 

/% als 

.erholt" geltend 

U, Uk U, Ui ü 

Fig. 7 .38 Zeitlicher Verlauf der Impulse eines Auslösezählrohres 

Erläuterung der Begriffe Totzeit, Auflösungszeit 

und Erholzeit 

Fig. 7.39 Gemessene Impulsraten n in Abhängigkeit 

von der Zählrohrspannung U eines Auslösezählrohres 

(Zählrohrcharakteristik) 

£/o ist die Startspannung, Uj, die empfohlene 

Betriebsspannung für das Zählrohr, die 

Indizes A und E stehen für Anfang und 

Ende des Plateaus 

Die Kenn- und Betriebsdaten eines Auslösezählrohres (Zählrohrcharakteristik) sind 

'n Fig. 7.39 dargestellt. Um ein Zählrohr zu prüfen und die günstigste Betriebsspannung 

zu ermitteln, nimmt man bei konstanter Strahlungsleistung die Anzahl n der in einer 

vorgegebenen Zeit t abgegebenen Impulse in Abhängigkeit von der Spannung U auf. 

ân erhält eine als Charakteristik des Zählrohres bezeichnete Kurve. Unterhalb einer 

durch die Ansprechschwelle des Zählgerätes gegebenen Spannung werden keine Impulse


registiert, darüber steigt n mit der Spannung zunächt steil, dann sehr langsam, und 

schließlich wieder steil an. 

Startspannung ist die bei einem vorgegebenen Arbeitswiderstand minimal erforderliche 

Betriebsspannung zur Erzielung von Zählimpulsen mit einer vorgegebenen Spannungsimpulshöhe 

(z. B. 1 V); beim Auslösezählrohr ist sie von der Energie des ionisierenden Teilchens unabhängig. 

Betriebsspannung t/fl ist die Spannung, bei der das Zählrohr betrieben werden soll. Sie liegt in 

dem Plateau, in dem die Implulsrate weitgehend unabhängig von der Zählrohrspannung ist. 

Sofern nicht anders angegeben, wird das Plateau bei einer Impulsrate von 100 s ' gemessen. 

Die Plateaulänge erstreckt sich von der Plateau-Anfangsspannung U/^ bis zur Plateau- 

Endspannung U^. Oberhalb von U^ steigt die Zählrohrcharakteristik infolge des Auftretens 

selbständiger Entladung wieder an. 

Die mittlere Plateausteigung ist gegeben durch 

(7.72) 

Bei einem guten Zählrohr erstreckt sich das Plateau über mehr als 100 V und die Plateausteigung 

beträgt nur wenige Prozent für 100 V Spannungsänderung. Außerdem besitzt das Zählrohr eine 

kurze Totzeit (typisch 100 ns) und eine niedrige Einsatzspannung. 

7.4.2.4 Proportionalzählrohre 

Die Impulshöhe ist wegen der geringeren Ladungsmultiplikation sehr viel kleiner als 

beim Auslösezählrohr und erfordert eine hohe elektrische Verstärkung. Um für alle 

Stellen des Zähldrahtes gleiche Gasverstärkung zu erhalten, muß dieser einen kreisrunden 

und über die gesamte Länge gleichmäßigen Querschnitt besitzen. Feldverzerrungen 

an den Enden des Zähldrahtes verschlechtern die Eigenschaften; sie können durch zwei 

die Drahtenden konzentrisch umgebende Feldröhrchen vermindert werden, die auf ein 

dem Abstand vom Zähldraht entsprechendes Potential gelegt werden. Typische Gasfüllungen 

(Druck zwischen 1 und 500 kPa) bestehen z. B. aus Mischungen mit Partialdrucken 

von 90% Argon und 10% Methan (oder CO2) oder 96% Helium und 4% 

Isobutan. Die Zusatzgase dienen zur Herabsetzung der mittleren Geschwindigkeit der 

Elektronen und erlauben eine höhere Gasverstärkung. Verunreinigungen des Füllgases 

durch elektronegative Gase (u. a. Sauerstoff, Wasserdampf, Halogene) sind zu vermeiden, 

weil sie unter Bildung von negativen Molekülionen Elektronen anlagern und 

dadurch zu erhöhter Rekombination führen. 

Durch Impulshöhendiskriminierung kann die Teilchenart bestimmt werden, da im 

Proportionalbereich die gesammelte Ladung von der Anzahl der primär gebildeten 

Ladungen abhängt und bei etwa gleicher Bahnlänge im empfindlichen Volumen 

zwischen Teilchen mit verschiedener lonisierungsdichte unterschieden werden kann. 

Die Bestimmung der Teilchenenergie ist möglich, wenn das empfindliche Volumen 

die gesamte Bahn des ionisierenden Teilchens enthält (s. 7.6.2.3). Die Ladungsimpulshöhen-Verteilung 

gibt dann die spektrale Verteilung der Energie der Teilchen wieder. 

Proportionalzählrohre sind daher zur Spektrumsbestimmung von a-Teilchen und 

energiearmer ß- und y-Strahlung sowie weicher Röntgenstrahlung geeignet. Da die 

Ladungsimpulshöhe von der Zählrohrspannung abhängt, muß für genaue Energiebestimmungen 

die Spannung auf 10 ^ stabilisiert sein. 

Zur Verwendung als schneller Teilchenzähler muß die Pulsdauer durch eine 

kleine Zeitkonstante des verwendeten Verstärkers herabgesetzt werden. Da die Entla-


dung auf einen eng begrenzten Bereich des Zähldrahtes beschränkt ist, ist räumliches 

Zusammentreffen aufeinanderfolgender Entladungen sehr unwahrscheinlich. Im Gegensatz 

zum Auslösezählrohr können daher unmittelbar aufeinanderfolgende Impulse 

registriert werden. Sehr hohe Zählraten sind meßbar, Auslösungszeiten bis 0,2-10 ^s 

erreichbar. Da bei Proportionalzählrohren das Zählgas nicht zersetzt wird, ist ihre 

Lebensdauer im Gegensatz zu der der Auslösezählrohre nicht begrenzt. 

Spezielle gewebeäquivalente Proportionalzählrohre mit sehr niedrigem Gasdruck 

werden in der Dosimetrie eingesetzt, da mit ihnen zusätzlich zur Dosis auch die 

Strahlungsqualität ermittelt werden kann (s. 7.8.7.3). 

Eine neue Entwicklung bei Zählrohren sind die Mikrostreifen-Proportionalzählrohre. 

Dabei werden auf einer speziellen Glasplatte als Träger schmale Metallstreifen (10 bis 

100 um Breite) aufgedampft, die alternierend als Kathode bzw. Anode dienen, so daß der 

Abstand zwischen den Elektroden nur ca. 50 um beträgt. Derartige Detektoren haben 

extrem kleine Totzeiten und ermöglichen die Messung sehr hoher Teilchenflußdichten 

(>10's 'cm 2)(Angeliniu.a. (1992), Oed (1988)). 

Vieldraht-Proportionalzählrohre werden in großem Umfang in der Meßtechnik für 

hochenergetische Teilchen eingesetzt (s. 7.7.1.2). 

7.4.2.5 Auslösezählrohre (Geiger-Müller-Zählrohre) 

Im Auslösebereich (Bereich 5 in Fig. 7.37) ist die Gasverstärkung nicht mehr abhängig 

von der Primärionisation. Die für stark und schwach ionisierende Teilchen erhaltenen 

Impulsamplituden gleichen sich mit zunehmender Spannung immer mehr an, bis sie 

von der Plateau-Anfangsspannung f/^ des „Geiger-Müller"-Bereiches an (s. Fig. 7.38) 

etwa die gleiche Größe haben, die nur noch von der Spannung und den geometrischen 

Abmessungen des Zählrohres abhängt. Die Entladung ist nicht mehr wie im Proportionalbereich 

auf den Ort der Primärionisation beschränkt; sie breitet sich über die 

ganze Länge des Zähldrahtes aus und erfaßt in einem komplizierten Entladevorgang 

das ganze Zählrohrvolumen. Die einmal eingeleitete Entladung bricht nicht von selbst 

ab. 

Die Löschung kann auf zwei Wegen bewirkt werden. Beim nicht-selbstlöschenden 

Zählrohr wird die Spannung, die beim Beginn der Entladung unter die Einsatzspannung 

sinkt, so lange abgesenkt gehalten, bis alle Ionen an den Elektroden gesammelt sind. 

Während dieser Zeit (Totzeit, s. 7.4.2.3) kann kein weiterer Impuls ausgelöst werden. Am 

einfachsten erreicht man dies mit einem genügend hohen Ableitwiderstand (ca. 

10'Ohm); die erhaltenen großen Zeitkonstanten (bis zu 10 ^s) begrenzen das zeitliche 

Auflösungsvermögen. Kürzere Totzeiten erreicht man mit elektronischen Löschschaltungen. 

Heute werden überwiegend selbstlöschende Zählrohre benutzt. Selbstlöschung 

erhält man durch den Zusatz vielatomiger, organischer Gase oder Dämpfe zu 

Edelgasen. Eine häufig benutzte Zählrohrfüllung besteht z. B. aus Argon und Äthylalkohol 

mit den Partialdrucken 10 und 1 kPa. Da sich organische Löschzusätze durch 

Dissoziation langsam zersetzen, werden derartige Zählrohre nach etwa 10" bis 10' 

Impulsen unbrauchbar. 

Besonders niedrige Betriebsspannungen (200 V bis 600 V) besitzen Zählrohre mit geringen 

Zusätzen (etwa 1 %o) von Halogenen für die Löschung. Bei Halogen-Zählrohren wird die 

Lebensdauer durch chemische Reaktionen mit den Wänden und dem Zähldraht begrenzt. Gegen 

Ende der Lebensdauer zeigt das Zählrohr veränderte Eigenschaften, vor allem eine Verkürzung des 

Plateaus und eine Verlängerung der Totzeit.


Für die Verwendung in der Dosimetrie ist eine geringe Energieabhängigkeit des 

Ansprechvermögens wesentUch. Bei Photonenstrahlung hängt der Bruchteil der Quanten, 

die das Zählrohr treffen und Impulse im Zählrohr auslösen, vor allem vom 

Wandmaterial (Auslösung von Sekundärelektronen) und von der Wanddicke (Schwächung) 

ab. Er ist für Strahlung von der Strahlungsqualität am größten, bei der die 

Wanddicke gleich der Reichweite der Sekundärelektronen ist. Für eine Wand aus 

Aluminium von 1,6 mm Dicke nimmt z. B. der Impulse auslösende Anteil der Photonen 

von2%bei 10 keV auf ca. 0,05% bei 100 keV ab und steigt dann wieder auf rund l,5%bei 

2,6 MeV an. 

Die Energieabhängigkeit des Ansprechvermögens eines Auslösezählrohres wird durch das 

Material und die Dicke der Wand bestimmt. Fig. 7.40 gibt ein Beispiel für das Ansprechvermögen 

eines handelsüblichen Auslösezählrohres für die Meßgröße Photonen-Äquivalentdosis H^. Das 

Zählrohr besitzt eine dünne Wand aus Eisen und Chrom (flächenbezogene Masse 80 bis 100 mg/ 

cm^). Die Kurve 1 wurde ohne, die Kurve 2 mit einer mehrere mm dicken, über das Rohr 

geschobenen Hülse aus einer Metallegierung mit Ordnungszahlen zwischen 50 und 64 aufgenommen. 

Die Hülse läßt einen Teil des Zählrohres unbedeckt. Durch diese Kombination gelingt es, den 

flachen Verlauf der Kurve 2 zu erreichen. Für Photonenenergien unter 40 keV ist eine ausreichende 

Kompensation in der Regel nicht möglich. 

Besondere Vorsicht ist bei Dosisleistungsmessungen in pulsierenden oder 

gepulsten Strahlungsfeldern oder bei hohen Dosisleistungen geboten. Auslösezählrohre 

haben eine Totzeit zwischen 10 "^s und 10"^ s. Infolge der Totzeit nimmt die 

Anzeige unter Umständen nicht mehr zu, wenn die Dosisleistung ansteigt, wie aus 

Fig. 7.41 hervorgeht. Bei gepulsten Strahlungen zeigen Zählrohr-Dosisleistungsmesser 

mitunter unabhängig von der Dosisleistung einen konstanten, der Impulsfolgefrequenz 

proportionalen Wert an. 

gemessen mit'°Co ——— 

/ 

10"® 10'^ 10"' 10"' 10"^ 10"'Sv/h10° 

Photonen - Aquiuolentdosisleistung - 

Fig. 7.40 Relatives Ansprechvermögen (bezogen 

auf das Ansprechvermögen von '"Cs- 

Gammastrahlung) des Zählrohres Valvo 

Type ZP1310 in Abhängigkeit von der 

mittleren Photonenenergie E für die Meßgröße 

Photonen-Äquivalentdosis 

Die Zählrohrwand besteht aus Eisen und 

Chrom mit einer flächenbezogenen Masse 

von etwa !00mg/cm^. Kurve I ohne, Kurve 

2 mit Filterhülse aus Sn, Ce und Gd, die 

einen Teil des Zählrohres unbedeckt läßt. 

Kurve 3: mittlerer Massenschwächungskoeffizient 

ßlg des Hülsenmaterials (nach 

Selbach, Hohlfeld u. Kramer (1984)) 

Fig. 7.41 Zusammenhang zwischen Zählrate und 

Photonen-Äquivalendosisleistung bei einem 

Auslösezählrohr (Type: Valvo 

ZP 1401), gemessen mit "Co-y-Strahlung 

Bedingt durch die Totzeit geht die Proportionalität 

zwischen Zählrate und Dosisleistungen 

verloren. Die Totzeit des ca. 

40 mm langen Zählrohres mit 15 mm Innendurchmesser 

beträgt bei 500 V Betriebsspannung 

90 (is

7.4.3 Nachweis mittels Szintillation, Lumineszenz und Exoelelctronen 431 

Hinweis: Die vom Hersteller angegebenen Grenzdaten für Betriebsspannungen und Ableitwiderstände 

dürfen nicht über- bzw. unterschritten werden, da sonst Schädigungen oder Zerstörung des 

Zählrohres eintreten können. 

Emery (1966), Valvo Handbuch (1989). 

7.4.3 Nachweis mittels Szintillation, Lumineszenz und Exoelektronen 

(K. Hohlfeld) 

7.4.3.1 Szintillation 

Allgemeines Die von ionisierender Strahlung in einem Szintillator ausgelösten Lichtblitze 

(Szintillationen) liegen im sichtbaren und UV-Spektralbereich. Leuchtschirme 

ergeben schon bei geringen Flußdichten der Strahlung visuell auswertbare Informationen. 

Leuchtschirme dienen z. B. zur Justierung von Strahlenbündeln und werden in 

der Röntgenschirmbild-Photographie eingesetzt. Die Umwandlung der Lichtblitze in 

Stromimpulse mit Hilfe von Photovervielfachern führt zum Szintillationszähler, einem 

sehr empfindlichen Nachweisgerät für ionisierende Strahlung. 

Besondere Vorteile der Szintillationszähler gegenüber Zählrohren und Ionisationskammern 

sind: Hohes Ansprechvermögen für y- und harte Röntgenstrahlung, hohes 

zeitliches Auflösungsvermögen, das Koinzidenzauflösungszeiten bis herab zu 5 • 10 '"s 

ermöglicht, hohe Zählraten und gute Proportionalität zwischen Teilchen- bzw. Quantenenergie 

und Amplitude der abgegebenen Stromimpulse. 

Röntgen- und y-Strahlung wird im Szintillator durch Photo-, Compton- oder 

Paarbildungswechselwirkung absorbiert. Bei allen Effekten entstehen Sekundärelektronen, 

deren Energie kleiner ist als die des absorbierten Quants. Nur wenn die nach einem 

Photoeffekt emittierte charakteristische Röntgenstrahlung (meist K-Strahlung) bzw. 

beide bei der Vernichtung eines Positrons entstehenden Quanten von je 0,511 MeV, bzw. 

das gestreute C o m p t o nquant ebenfalls im Szintillator absorbiert werden, entspricht die 

erzeugte Lichtmenge der gesamten Energie des einfallenden Quants. Beim quantitativen 

Nachweis von Elektronen und bei der Messung von Elektronenspektren ist die 

Rückstreuung zu beachten. 

Szintillationsmaterialien Dazu eignen sich eine Reihe von anorganischen Stoffen, z. B. 

ZnS(Ag), ZnO(Ga), Nal(Tl) und CsI(Tl), sowie verschiedene organische Substanzen, 

z. B. Anthrazen, Stilben und Lösungen von fluoreszierenden Verbindungen in flüssigen 

oder festen organischen Lösungsmitteln. Die wichtigsten Eigenschaften von oft verwendeten 

Stoffen sind in Tab. 7.5 zusammengestellt. Die Auswahl des Szintillationsmaterials 

richtet sich nach dem Anwendungszweck. I.allg. steht die Forderung nach hoher 

Lichtausbeute an erster Stelle, doch ist für die Messung schneller Koinzidenzen oft eine 

kurze Abklingzeit von größerer Bedeutung. 

Das Ansprechvermögen eines Szintillators für Photonenstrahlung hängt ab von 

seinen Dimensionen und von der Dichte des Szintillatormaterials sowie vom Energieumwandlungskoeffizienten 

der Strahlung und damit von deren Energie. Bei höheren 

Quantenenergien sind daher große Kristalle aus einem Material mit hoher mittlerer 

Ordnungszahl erforderlich. Die höchste Lichtausbeute ergibt ZnS(Ag), das wegen seiner 

geringen Tranparenz jedoch nicht anwendbar ist, wenn ein gutes energetisches Auflösungsvermögen 

gefordert wird. Man verwendet dann besser Nal(Tl) oder CsI(Tl). 

Letzteres wird trotz seiner geringeren Lichtausbeute häufig dem stark hygroskopischen


Tab. 7.5 

Eigenschaften von Szintillatoren 

Szintillator- Dichte Effektive Licht- Abkling- Wellenlänge Bematerial 

in g/cm' Ordnungs- ausbeute zeit des merkungen 

zahl relativ zu in ns Emissions- 

Anthrazen 

maximums 

in nm 

Anorganische Szintillatoren 

Nal(Tl) 3,67 50 2,3 250 410 gute Kristalle 

Nal (rein, bei 78 K) 3,67 50 4,4 60 303 sehr hygroskopisch 

CsI(Tl) 4,50 54 0,95 550 420 gute Kristalle 

CsF 4,64 0,17 4 390 hygroskopisch 

Lil(Eu) 4,06 52 0,75 1400 440 hygroskopisch 

BaF 4,88 0,12 0,8 310 

ZnS(Ag) 4,10 27 2 3000 440 sehr kleine 

bis 4 

Kristalle 

KI(Tl) 3,13 49 0,8 >1000 410 gute Kristalle 

Bi4Ge30,2 (BGO) 7,13 0,4 300 480 hohe Dichte 

Cd WO4 7,90 0,65 5000 470/540 hohe Dichte 

Organische Kristalle 

Anthrazen 1,25 5,8 1,00 25 445 große Kristalle, 

etwas 

trüb 

Quaterphenyl - 5,8 0,85 8 438 schwer herstellbar 

Stilben 1,16 5,7 0,73 7 410 gute Kristalle, 

leicht herstellbar 

Therphenyl 1,12 5,8 0,55 12 415 Gute Kristalle, 

leicht herstellbar 

Diphenylazethylen 1,18 5,8 0,26 7 390 große Kribis 

0,92 

stalle, leicht 

herstellbar 

Kunststoffe 

Polystyrol') 1,0 5,6 0,35 5 450 große 

Volumina 

PolyvinyltoluoP) 1,0 5,6 0,40 3 380 leicht zu bearbeiten 

PolyvinyltoluoP) 1,0 5,6 0,40 4 445 

Flüssige Szintillatoren 

Xylol, p-Terphenyl 0,87 5,6 0,50 < 3,0 360 große 

Volumina 

Xylol, DPO") 0,87 5,6 0,50 3,5 380 beliebige 

Formen 

Toluol, POPOP^) 0,87 5,6 0,61 ^ 3,0 430 kurze Abklingzeiten 

Xylol, PBD') 0,87 5,6 0,70 3,0 365 

Gläserne Szintillatoren 

Typische Werte 2,5 20 0,1 40 bis 50 400 

') Aktivator: Tetraphenylbutadien;Aktivator; p-Terphenyl, pp-Diphenylstilben;Aktivator: p-Terphenyl, 

Tetraphenylbutadien; ") DPO: 2,5-DiphenyIoxazol; POPOP: l,4-Di-(2-(5-phenyloxazolyl))benzen, 

(C24H,6N202); PBD: 2-Phenyl-5-(4-biphenylyl)-l,3,4-oxadiazol, (C20H22N2O)


Nal vorgezogen, da es auch ungekapselt an Luft verwendet werden kann. Eine hohe 

Dichte haben insbesondere Detektoren aus Wismutgermanat (BGO) und Cadmiumwolframat. 

Für die Erzielung einer kurzen Ansprechzeit können auch organische Stoffe, 

z. B. Plastikszintillatoren, die leicht mechanisch bearbeitbar sind, und flüssige Szintillatoren, 

benutzt werden. Plastik- und flüssige Szintillatoren mit Volumina bis zu mehreren 

hundert Litern werden z. B. bei Ganzkörperzählern angewandt. 

Plastik- und flüssige Szintillatoren besten aus einer geringen Menge einer fluoreszierenden 

organischen Substanz, die in das Plastikmaterial eingebaut bzw. in der Flüssigkeit gelöst ist. Sie 

zeichnen sich durch sehr kurze Abklingzeiten und gute Transparenz für die eigene Fluoreszenzstrahlung 

aus. 

Als Szintillationssubstanzen haben sich p-Therphenyl (3 bis 5 g/1), Diphenyloxazole, Tetraphenylbutadien 

sowie Phenyloxazole und Phenyldiazole bewährt. Sie werden meist mit den Abkürzungen 

PPO, PBD oder POPOP bezeichnet. Als Lösungsmittel kommen Toluol, Xylol oder Diphenylcyclohexan 

in Frage. Das Emissionsspektrum reicht bei den meisten Stoffen bis in den UV-Bereich. 

Daher empfiehlt sich die Verwendung eines UV-empfindlichen Photovervielfachers oder die Zugabe 

einer als Frequenzwandler dienenden Substanz in sehr geringen Mengen, die das Emissionsspektrum 

zu größeren Wellenlängen in den sichtbaren Bereich verschiebt (wavelength shifter). Eine 

Herabsetzung der Lichtausbeute (quenching) tritt bei Verunreinigung mit verschiedenen Stoffen, 

z. B. gelöstem Sauerstoff, auf Zum Austreiben des Sauerstoffs läßt man Stickstoff oder Argon 

durch die Lösung perlen. Flüssige Szintillatoren werden häufig zum Nachweis niederenergetischer 

Teilchen oder Quanten verwendet, wobei die zu untersuchende Substanz im Szintillator gelöst ist. 

Aufbau und Eigenschaften von Szintillationszählern Um eine gute Lichtsammlung zu 

erhalten, setzt man den vorzugsweise mit einem diffusen Reflektor aus MgO oder AI2O3 

umgebenen Szintillator auf das Eintrittsfenster des Photovervielfachers, wobei zur 

Vermeidung von Reflexionsverlusten ein optisches Kontaktmittel verwendet wird. Oft 

wird auch ein zusätzlicher Lichtleiter zwischen Szintillator und Photovervielfacher 

eingesetzt (s. 7.6.6.3). Die Anordnung muß mit einem lichtdichten Gehäuse umgeben 

und der Vervielfacher am besten mit Mu-Metall gegen störende Magnetfelder abgeschirmt 

sein. 

Eine praktische Ausführungsform ist in Fig. 7.42 dargestellt. Zur Versorgung der Dynoden des 

Photovervielfachers mit den vom Hersteller angegebenen Spannungen dient ein Spannungsteiler, 

dessen Querstrom den mittleren Anodenstrom mindestens um das Hundertfache übertreffen soll; 

Fig. 7.42 

Schnitt durch einen Szintillationszähler 

A Nal-Kristall 

B Photovervielfacher 

C magnetische Abschirmung 

D Aluminiumhülle 

E optisches Kontaktmittel 

F Glasfenster 

G lichtdichtes Gehäuse 

H Anschlüsse


meist genügen 0,2 bis 1 mA. Da an den letzten Dynoden starke Stromspitzen auftreten, werden 

diese durch Kondensatoren (ca. 1 nF) überbrückt. Die Zeitkonstante des Anodenkreises soll 

wesentlich größer als die Abklingzeit des Szintillators gewählt werden. Da die Verstärkung stark 

von der Versorgungsspannung abhängt, muß diese sehr gut stabilisiert sein, i. allg. auf besser als 

10 in Szintillationsspektrometern auf etwa 1 bis 2-10 Änderungen der Verstärkung können 

auch durch Schwankungen der Umgebungstemperatur und hohe Strombelastung, z. B. bei hohen 

Zählraten, auftreten. 

Die untere Grenze der Energie von Korpuskeln oder Quanten, die mit einem Szintillationszähler 

nachgewiesen werden können (Abschneideenergie), wird für einen bestimmten 

Szintillator durch das Rauschen des Vervielfachers bestimmt. Die Häufigkeitsverteilung 

der Amplituden von Rauschimpulsen zeigt einen annähernd exponentiellen 

Abfall zu höheren Amplituden. Auch bei Photovervielfachern tritt noch eine merkliche 

Zahl von Rauschimpulsen bei Amplituden auf, die 6 Elektronen an der Kathode entsprechen. 

Zur Auslösung eines Elektrons aus der Photokathode müssen im Mittel Strahlungsenergien 

von etwa 0,5 keV in Nal(Tl), 1 keV in Anthrazen und 1,5 keV in Plastikund 

flüssigen Szintillatoren absorbiert werden. Man erhält also für diese Szintillatoren 

Schwellenenergien von 3, 6 und 9keV, wenn man die Auslösung von 6 primären 

Elektronen als untere Grenze setzt. Nur durch besondere Maßnahmen wie Koinzidenzanordnungen 

mit zwei Photovervielfachern lassen sich niedrigere Werte erreichen. 

Anwendungsbereiche des Szintillationsdetektors Zum Nachweis von Teilchen starkionisierender 

Strahlung (Protonen, Deuteronen, a-Teilchen u. ä.) eignen sich 

ZnS(Ag), Nal(Tl) und CsI(Tl). Wenn eine kurze Ansprechzeit gewünscht wird, können 

auch organische Szintillatoren eingesetzt werden, deren Lichtausbeute für schwere 

Teilchen, bezogen auf gleiche Energiedeposition, bedeutend kleiner als für Elektronen 

(für a-Teilchen z. B. 10%) und nicht so gut proportional zur abgegebenen Energie ist wie 

bei anorganischen Szintillatoren. Wegen des hohen Bremsvermögens genügen meist 

Schichtdicken in der Größenordnung Millimeter oder Bruchteile davon. Die Dicke des 

Szintillators sollte nur wenig größer als die Reichweite der nachzuweisenden Teilchen 

gewählt werden, um den Untergrund durch störende Strahlung möglichst klein zu 

halten. 

Das zum Nachweis von y-Strahlung oft benutzte Nal(Tl) verbindet die relativ hohe 

Ordnungszahl des Jod mit einer hohen Lichtausbeute. In Form gezogener Einkristalle ist 

es bis zu 20 cm Durchmesser und 30 cm Länge erhältlich. Für weiche y- oder 

Röntgenstrahlung benutzt man vor allem in Koinzidenzanordnungen auch dünne 

Kristalle aus nicht-aktiviertem Nal, das bei ca. 78 K etwa die doppelte Lichtausbeute wie 

Nal(Tl) und eine Abklingzeit von 60 ns besitzt. Eine Vorrichtung zur Tiefkühlung, ein 

Lichtleiter aus Quarz und ein UV-empfindlicher Photovervielfacher sind erforderlich. 

Näheres über Teilchenzählung zur Bestimmung von Aktivitäten s. 7.5.4. 

Zum Nachweis von Neutronenstrahlung verwendet man oft organische Szintillatoren mit hohem 

Anteil an Wasserstoff, wobei die Rückstoßprotonen nachgewiesen werden (s. 7.6.6.3). 

Die Bestimmung des Energiespektrums von Korpuskular- und Photonenstrahlung mit 

Szintillationsdetektoren ist in 7.6.2.2 und 7.6.6.3 beschrieben. 

Für Messungen im Strahlenschutz haben Szintillationsdetektoren wegen ihres 

hohen Ansprechvermögens für y-Strahlung bei geringen Abmessungen an Bedeutung 

gewonnen. Mit NaI(Tl)-Szintillationszählern werden z. B. kleinste Aktivitäten im Urin 

oder im menschlichen Körper nachgewiesen und durch Energiebestimmung der 

Radionuklide identifiziert (s. 7.5.5).


Szintillationszähler in batteriebetriebenen tragbaren Dosisleistungsmeßgeräten erfordern im 

Vergleich zu anderen Geräten einen hohen elektronischen Aufwand zur Erzeugung der Versorgungsspannungen 

und zur Impulsverarbeitung. Der mittlere Strom des Photovervielfachers ist der 

Lichtausbeute und damit der Dosis im Szintillator weitgehend proportional. Durch Verwendung 

von Kunststoffszintillatoren mit großen Volumina ist es möglich, Photonen-Äquivalentdosisleistungen 

bis herab zu 0,1 nSv/h zu messen. Durch Beschichtung eines Anthrazendetektors an der 

Außenseite mit ZnS(Ag) erreichten Kolb u. Lauterbach (1974) eine energieunabhängige 

Anzeige für die Photonen-Äquivalentdosis zwischen 25 keV und 2 MeV (s. 7.8.4.8). 

Literatur: Birks (1964), Neuert (1966), KnoIl(1992) 

7.4.3.2 Thermolumineszenz 

Meßprinzip Die Thermolumineszenz (TL) beruht auf der strahleninduzierten Besetzung 

von Haftstellen in bestimmten Kristallen durch Ladungsträger des Kristalls. Bei 

Erwärmung gehen die Ladungsträger unter Ausstrahlung von Lumineszenzlicht (im 

sichtbaren oder angrenzenden Spektralbereich) in Energieniveaus über, die durch 

Zusätze (Aktivatoren) im Kristall erzeugt wurden. Ein Teil dieses Lumineszenzlichtes 

wird in einer optischen Anordnung mit einem Photovervielfacher gemessen. Das 

spektrale Ansprechvermögen des Photovervielfachers muß dem Spektralbereich des 

emittierten Lumineszenzlichtes angepaßt sein. 

Das Kurvenbild der TL-Strahlungsleistung P in Abhängigkeit von der Temperatur i9, die nach einer 

bestimmten Zeitfunktion d{t) ansteigt, wird als Glowkurve bezeichnet. Der Aufheizzyklus muß 

für reproduzierbare Ergebnisse genau eingehalten werden. Meist wird eine lineare Temperaturanstiegsfunktion 

d{t) gewählt. Die Glowkurve weist in der Regel mehrere Maxima auf, die 

Endtemperatur liegt je nach TL-Material zwischen 250 und 400°C, ein Beispiel zeigt Fig. 7.43. 

Für die Ermittlung der mit der TL-Sonde gemessenen Dosis wird entweder die Höhe des 

Hauptmaximums der Glowkurve oder (für eine höhere Genauigkeit) das Integral 

zwischen zwei Temperaturen vor und hinter dem Hauptmaximum herangezogen, 

das der insgesamt emittierten Strahlungsenergie proportional ist. Das Integral wird 

auch als Lichtsumme bezeichnet. Bei der Erzeugung der Glowkurve kommt es darauf 

an, daß die Temperaturanstiegsfunktion sehr genau reproduziert wird (Horowitz u. 

Yossian(1995)). 

Als Ausgangssubstanz benutzt man überwiegend lonenkristalle wie Lithiumfluorid oder Calciumfluorid, 

die mit Fremdatomen („Aktivatoren", z. B. Mg, Ti, Mn) dotiert werden („doping"). Die 

Detektoren können als Pulver, Einkristalle, extrudierte (stranggepreßte), gesinterte oder heißge- 

Preßte Körper (Stäbchen, Plättchen, Scheiben) sowie als in Polytetrafluorethylen (PTFE, Teflon) 

eingebettetes TL-Material vorliegen. 

Flg. 7.43 

Glowkurve für LiF (Zeit t, Temperatur i?, TL- 

Strahlungsleistung P) 

Kurve a zeigt die Glowkurve bei einem durch die 

Kurve b gegebenen Temperatur-Zeit-Verlauf der 

Aufheizung. Der Bereich A (Zeitdauer ca. 15 s) der 

Glowkurve wird in der Regel nicht ausgewertet. Die 

Messung der Lichtsuinme ist auf den Bereich B 

beschränkt


Dosimeter Thermolumineszenz-(TL)-Dosimeter stellen die am weitesten verbreiteten 

Festkörperdosimeter dar. Sie bstehen aus einem oder mehreren TL-Detektoren in einer 

Umiiüllung oder Kassette, die oft noch Filter enhält. Die Dosimeter sind Teil eines TL- 

Dosimetriesystems, zu dem auch das Auswertegerät mit seinen Einrichtungen zur 

Anregung, Messung und Anzeige des Lumineszenzlichtes gehört. TL-Dosimeter werden 

im Strahlenschutz zur Personendosimetrie bei Photonenstrahlung (Jones u. Richter 

(1982), Preston u. Gill (1982)) und Neutronenstrahlung (s. 7.8.7.4) sowie zur Umgebungsüberwachung 

(De Planque u. Gesell (1986), DIN 25483 (1987)) eingesetzt; für 

große Stückzahlen stehen Auswerteautomaten zur Verfügung. In der Strahlentherapie, 

Strahlenbiologie und bei technischen Anwendungen ionisierender Strahlung 

erlaubt die Kleinheit der Detektoren die Messung von räumlichen Dosisverteilungen. 

Tab. 7.6 

Eigenschaften einiger Thermolumineszenz-Materialien 

TL-Material Dosismeß- Dichte Effek- Lage der Wellen- Energieab- Fading bei 

bereich in tive Haupt- länge der hängigkeit Umgebungs- 

(Proportio- gern ' Ord- maxima Maxima des rel. temperanalbereich') 

nungs- der Glow- der TL- Ansprech- tur") 

in Gy zahl kurve^) Emission Vermögens') M. Monate 

in °C in nm a) b) W. Wochen 

LiF:Mg, Ti 10 5 bis 10^ 2,64 8,2 200 400 1,25 1,40 5% in 12 M. 

(bis 10) 

CaFjiMn 10 ' bis 10" 3,18 16,3 260 500 15 17 10% in 24 h. 

(bis 10') 25% in 4 W. 

CaFjiDy 10 ' bis 10" 3,18 16,3 200, 240 480,580 15 17 10% in 24 h. 

(bis 10^) 25% in 4 W. 

CaSOiiDy 10 ^ bis 10^ 2,61 15,3 220, 250 480, 570 10 11,5 5%in6M. 

CaS04:Tm 10 ' bis 10^ 2,61 15,3 220, 250 450 10 11,5 5%in6M. 

CaS04:Mn 10 'bis 10^ 2,61 15,3 100 500 10 11,5 35% in 24 h. 

BeO 10 " bis 10' 3,01 7,1 180, 200 330 0,8 0,97 >5% 

(bis 10) in 6 M. 

AI2O3 10 ^ bis 10' 10,2 240 400 3,3 3,5 gering') 

Li2B407 10 " bis 10' 2,3 7,4 220 600 0,9 1,04 >5% 

(bis 10) 

in3M. 

') Angabe für Proportionalbereich in Klammern, sofern vom Dosismeßbereich verschieden. 

Hängt etwas von der Aufheizrate ab. 

Als Verhältnis der Ansprechvermögen bei 50keV und 1,25 MeV (Co-Gammastrahlung): a) bezüglich der 

Photonen-Äquivalentdosis oder Luftkerma, b) bezüglich der Wasser-Energiedosis im Wasserphantom. 

'') Das Fading hängt vom Regenerier- und vom Auswerteverfahren ab. 

') wird durch Licht beeinflußt. 

Dosismeßbereich Mit verschiedenen TL-Materialien kann Proportionalität zwischen 

emittierter Strahlungsenergie und Energiedosis in einem Bereich von bis 10" Gy 

erreicht werden (s. Tab. 7.6). Der Dosismeßbereich wird nach unten durch die 

Eigenschaften der Dosimeterproben und des Auswertungsgerätes (e: TL-reader) begrenzt. 

Bei den Dosimeterproben liegen die Ursachen hierfür in der Restanzeige aus 

Vorbestrahlungen und in der Lichtemission, die auf angeregte Oberflächenzustände 

(Tribolumineszenz), auf die Oxidation organischer Verunreinigungen und auf Anregung

7.4.3 Nachweis mittels Szintillation, Lumineszenz und Exoelektronen 437 

durch sichtbares oder UV-Licht zurückgeführt werden kann. Nach oben wird der 

Meßbereich durch die Auswirkungen von Strahlenschäden im TL-Material begrenzt, die 

dazu führen, daß hier die Anzeige nicht mehr dosisproportional ist. In dem genannten 

Dosisbereich ist die Anzeige bei den meisten TL-Materialien bis lO^Gys ' von der 

Dosisleistung unabhängig. 

Energieabhängigkeit des Ansprechvermögens für die Energiedosis Das Ansprechvermögen 

eines TL-Dosimeters wird von der atomaren Zusammensetzung, der Größe und 

Form der Detektoren sowie von der Umhüllung beeinflußt. Bei Photonenstrahlung 

zeigen einige Materialien unterhalb von 300 keV eine sehr starke Energieabhängigkeit 

(s. Tab. 7.6, 7. und 8. Spalte). Relativ günstig, auch bezüglich anderer Eigenschaften, 

schneidet LiFab(s. Jain(1982)). Durch Absorption der niederenergetischen Anteile des 

Spektrums in einer geeigneten Umhüllung läßt sich die Energieabhängigkeit verringern; 

oberhalb von 300 keV ist sie gering. Sie kann durch die Korrektionsfaktoren kq und ks 

für Photonen- und Elektronenstrahlung berücksichtigt werden (für Photonen und 

Elektronen s. Strüter (1971), für Elektronen s. Lübbert u. Rahim (1985)). 

Bei Betastrahlung spielen für das Ansprechvermögen die energieabhängige Eindringtiefe 

der Elektronen in den Detektor und die Durchdringung der Hülle eine wesentliche 

Rolle. Sehr dünne Detektoren liefern ein Meßsignal, das bezüglich der Energieabhängigkeit 

annähernd korrekt die Äquivalentdosis hinter der flächenbezogenen Masse von 

7 mg/cm^ wiedergibt. Detektoren, deren Volumen durch Graphitzusatz undurchsichtig 

gemacht wurden, zeigen dieselbe Energieabhängigkeit, da nur TL-Licht aus Oberflächenschichten 

das Nachweissystem erreicht. 

Fading Der Rückgang der Lichtsumme der verschiedenen Maxima der Glowkurve in Abhängigkeit 

von der Zeit nach der Bestrahlung (Fading) ist um so stärker, je tiefer die Temperatur der 

Maxima liegt. Die Maxima bei tiefen Temperaturen müssen entweder durch eine Wärmebehandlung 

des TL-Materials vor der Auswertung (post irradiation annealing; s. z. B. Burgkhardt u. 

Piesch (1978)) oder durch Einschränkung des Integrationsbereiches für die Lichtsumme reduziert 

Werden. Das Fading bei Zimmertemperatur ist vernachlässigbar, wenn zur Bildung der Lichtsumme 

nur die Maxima mit Temperaturen oberhalb von 240°C herangezogen werden. 

Regenerierung Durch die Auswertung wird die gespeicherte Information gelöscht (bis auf einen 

gegebenenfalls bei späteren Auswertungen zu berücksichtigenden Restbetrag; e: annealing). 

Vorangegangene Bestrahlungen und die thermische Vorgeschichte können die Form der Glowkurve 

und damit das Ansprechvermögen verändern. Vor einer Weiterverwendung müssen solche 

Veränderungen durch eine geeignete Wärmebehandlung (bei LiF: Mg z. B. 1 h bei 400°C und 24 h 

bei 80°C) aufgehoben werden (Driscoll u. a. (1986)). Dabei beeinflußt die Abkühlgeschwindigkeit 

das sich ergebende Ansprechvermögen erheblich, bei LiF z. B. um einen Faktor zwischen I und 4 

(s. Fig. 7.44). 

t 500 

1400 

1 III 1 1 r 1 1 III 

r200 

Pig.7.44 

EinHuß der Abkühlungsgeschwindigkeit nach der 

einstündigen Wärmebehandlung bei 400°C auf das 

Ansprechvermögen (in willkürlichen Einheiten) von 

LiF-Dosimetern nach Panzer u. Regulla (1976) 

1 III 

10' 10' K/min 

Abkühlgeschwindigkeit ^ 

10'


Kalibrierung und Störeinflüsse Die Kalibrierung bezieht sich auf das TL-Dosimetriesystem als 

ganzes. Oft faßt man für die Kalibrierung eine größere Zahl von TL-Dosimetern einer 

Herstellungscharge zusammen. Die Kalibrierung der Einzeldosimeter erfolgen z. B. im Strahlungsfeld 

einer '"Cs- oder '"Co-Quelle nach üblichen Verfahren (s. 7.8.4.4). Sie sind regelmäßig zu 

wiederholen, da sich das Ansprechvermögen des Gesamtsystems und seiner Teile bei Benutzung 

und Lagerung ändern kann. Die genaue Einhaltung eines einmal gewählten Ablaufes für 

Regenierung, Lagerung, Kalibrierung, Exposition und Auswertung verbessert die Reproduzierbarkeit 

und ermöglicht die Kontrolle der zahlreichen Störeinflüsse (Spanne (1979), Feist (1988)). 

Zusammenfassende Literatur: DIN 6800 Teil 5 (1980), DIN 6818 Teil 6 (1988), Horowitz Hrsg. (1984), 

McKinlay (1981); Sammlung von Arbeiten und Konferenzen; Goldfinch u.a. Hrsg. (1993), TLD-Seminar 

(1985). 

7,4.3.3 Radiophotolumineszenz 

Eigenschaften und Anwendung Radiophotolumineszetiz-(RPL-)Detektoren werden vor 

allem im Strahlenschutz verwendet. Sie bestehen aus einem speziellen Glas (s. u.) mit 

polierten Oberflächen und haben i. allg. die Form eines Zyhnders oder Quaders in 

Abmessungen von wenigen Millimetern. Die mechanische Festigkeit der Metallumhüllung, 

die zur Verbessung der Energieabhängigkeit erforderlich ist, verleiht ihnen 

Robustheit und Resistenz gegen Feuchtigkeit und Temperatureinflüsse. RPL-Dosimeter 

können daher für die Personendosimetrie und in der Umgebungsüberwachung eingesetzt 

werden (Piesch u. a. (1993)). Da die Detektoren ohne Informationslöschung wiederholt 

ausgewertet werden können, lassen sich Teildosen zu Jahresdosen aufsummieren. 

Meßprinzip In silberaktivierten Aluminium-Metaphosphatgläsern (s. z. B. Yokotau. Nakajima 

(1965)) werden durch ionisierende Strahlung Fluoreszenzzentren gebildet, die im sichtbaren 

Bereich (640 nm, orange) aufleuchten, wenn sie mit UV-Licht (365 nm) bestrahlt werden 

(„Radiophotolumineszenz", RPL). Die mit einem Photovervielfacher in elektrischen Strom 

umgesetzte Lichtemission ist ein Maß für die Dosis. Das Ansprechvermögen des Photovervielfachers 

muß auf den Spektralbereich abgestimmt sein, in dem der Lumineszenzstoff leuchtet. Da 

durch die Anregung mit UV-Licht nur ein sehr geringer Bruchteil der Fluoreszenzzentren zerfällt, 

kann der Meßwert wiederholt abgefragt werden. 

Dosismeßbereich Der Meßbereich für die Photonen-Äquivalentdosis erstreckt sich von 

etwa 5 • 10" Sv bis 10^ Sv. Die untere Grenze ist bedingt durch die Eigenfluoreszenz des 

Glases (e: predose) und die zeitliche Stabilität des Aus Wertegerätes. Bei hohen Dosen ist 

der angezeigte Strom infolge Verfärbung nicht mehr dosisproportional. Bei Anregung 

mit UV-Lichtimpulsen und Auswertung des Abklingens der Fluoreszenzanregung kann 

die untere Nachweisgrenze bis zu etwa 10 ^Sv herabgesetzt werden (Barthe u.a. 

(1975)). Innerhalb des Dosismeßbereiches ist das Ansprechvermögen mindestens bis zu 

lO^Gys ' von der Dosisleistung unabhängig. 

Energieabhängigkeit Je nach der atomaren Zusammensetzung und den Abmessungen 

ist das Ansprechvermögen für 50 keV-Photonenstrahlung 10- bis 20mal höher als das bei 

^°Co-Gammastrahlung, bei Yokota-Gläsern (bei denen Ba und K durch Li und B 

ersetzt sind) 3- bis 5mal höher. Durch eine geeignete Umhüllung („Kugeldosimeter" nach 

Maushart u. Piesch (1970)) läßt sich ab etwa 50keV Photonenenergie eine für die 

Personendosimetrie und Umgebungsüberwachung ausreichende Energieunabhängigkeit 

des Ansprechvermögens erreichen. Mit ortsauflösender Auswertung der Fluoreszenzstrahlung 

kann aus der Tiefendosisverteilung im Phosphatglas ein Schätzwert der 

Strahlenqualität gewonnen werden (Kiefer u. Piesch (1969), König (1981)).

7.4.3 Nachweis mittels Szintillation, Lumineszenz und Exoelektronen 439 

Temperatureinfluß und Fading Das Fluoreszenzvermögen des Glases nimmt nach der 

Exposition zunächst bis zu einem Sättigungswert zu, der bei Zimmertemperatur in 

24 Stunden erreicht wird. Durch eine Wärmebehandlung (z. B. 10 min bei 100°C) kann 

dieser Vorgang beschleunigt werden. Der Temperatureinfluß während der Auswertung 

wird mit Hilfe von Referenzgläsern korrigiert, deren Fluoreszenzvermögen den gleichen 

Temperatureffekt zeigt. Das Fluoreszenzvermögen dieser Gläser darf sich mit der Zeit 

nicht ändern. 

In der Zeitspanne zwischen Exposition und Auswertung vermindert sich (nach dem anfänglichen 

Anstieg) bei Zimmertemperatur und bei lichtgeschützter Aufbewahrung die Zahl der Lumineszenzzentren 

um 1 bis 3% in 200 Stunden (um weniger als 10% in 10 Jahren). Erhöhte Wärmeeinwirkung 

(300 bis 400°C) von mehr als halbstündiger Dauer löscht die Lumineszenzzentren des Glases bis auf 

die Eigenfluorenzenz. Das Glas kann dann erneut verwendet werden. Nach hohen Dosen ist auf 

ausreichende Regenerierung zu achten. Die oft wiederholte Regenerierung führt allmählich zu einer 

Verfärbung des Glases, durch die es unbrauchbar wird. 

Zusammenfassende Literatur: DIN 6800, Teil 6 (1980); KEG (1977); Tagungsberichte: Goldfinch u.a. 

Hrsg. (1993). 

7.4.3.4 Lyolumineszenz 

Viele organische Verbindungen, z. B. Kohlehydrate, Amino- und Nukleinsäuren, Acrylund 

Vinylpolymere sowie Alkalihalogenide emittieren nach Bestrahlung bei Auflösung 

in Wasser oder anderen geeigneten Lösungsmitteln Licht. Diese Erscheinung, die 

Lyolumineszenz, beruht auf der Reaktion der durch die Bestrahlung im Festkörper 

beim Lösungsvorgang gebildeten freien Radikale mit Sauerstoff. Das emittierte Licht 

zeigt spektrale Maxima, z. B. für Glukose bei 570 nm und 645 nm, für Trehalosedihydrat 

bei 520 nm und 622 nm, für Mannose bei 530 nm und 670 nm und für Lactose bei 564 nm. 

Der zeitliche Verlauf der Lichtemission nach Einbringung der Pulverproben (ca. 10 mg 

bis 50 mg) in das Lösungsmittel (ca. 0,5 ml bis 5 ml je nach Löslichkeit) zeigt eine zur 

Dosismessung ausnutzbare schnelle Komponente (Integrationszeit 10 s) und eine für die 

Verbindung typische langsame Komponente nach abgeschlossener Auflösung. 

Die über eine Zeit von z. B. 10 s mit einem Photovervielfacher gemessene Lichtsumme ist 

der Dosis proportional. In Laboratoriumsversuchen konnte mit verschiedenen Materialien 

ein Dosisbereich von 0,4 Gy bis 10'Gy mit befriedigender Genauigkeit erfaßt 

Werden. Das Verfahren wird bei Unfallexpositionen durch Röntgen- und Gammastrahlung 

angewandt, wenn geeignete feste Substanzen mitbestrahlt wurden (Heideu.Bögl 

(1987)). 

Ettinger, Mallard u. a. (1980), Ettinger u. Puite (1982). 

7.4.3.5 Exoelektronenemission 

Meßprinzip Bestimmte Stoffe wie z. B. BeO, LiF, AI2O3, CaS04 und einige Alkalihalogenide 

emittieren aus einer sehr dünnen Oberflächenschicht Elektronen mit Energien von 

einigen Elektronenvolt, wenn sie nach Bestrahlung thermisch oder optisch angeregt 

Werden (thermisch oder optisch stimulierte Exoelektronenemission-TSEE, 

OSEE). Die Elektronenanzahl kann als Ladung gemessen werden; ein verbessertes 

Auflösungsvermögen ergibt sich durch Einzelzählung der Elektronen mit Auslöse- oder 

Proportionalzählrohren, z. B. Spitzenzähler mit Methandurchfluß. Die Anzahl der beim 

Aufheizen der Probe emittierten Elektronen ist proportional zur Dosis in der Oberflächenschicht.


Die Exoelektronenemission eignet sich zur Anwendung im Strahlenschutz und bietet hier folgende 

Vorteile: 

- die untere Nachweisgrenze der Dosis liegt für ein Dosimeter mit etwa 3 cm^ Emissionsfläche bei 

einer Photonen-Äquivalentdosis von lOnSv (zum Vergleich: die Dosisleistung der Umgebungsstrahlung 

beträgt etwa lOOnSv/h); 

- Sättigung tritt erst bei etwa 10'Sv ein, d.h. der Dosismeßbereich überdeckt annähernd 13 

Zehnerpotenzen. 

BeO-Dünnfilme auf Graphit (Kottier u.a. (1980)), flammengesintertes AI2O3 

(Holzapfel u. a. (1980b)) oder LiF (Holzapfel u. a. (1980a)) sind geeignete Materialien, 

die auch physikalisch und chemisch stabil sind. Es gibt jedoch immer noch 

Schwierigkeiten, ein hinreichend gut reproduzierbares Ansprechvermögen zu erreichen. 

Literatur: s. Tagungsberichte: Portal u. Scharmann Hrsg. (1983); Scharmann u. Kriegseis (1986). 

7.4.4 Nachweis mittels chemischer Reaktionen und Elektronenspinresonanz 

(M. Schneider) 

Die meisten Anwendungen der chemischen Methode und der Elektronenspinresonanz 

zum Nachweis ionisierender Strahlung liegen auf dem Gebiet der Messung hoher Dosen 

(s. 7.8.4.7). Meßunsicherheiten von weniger als ± 10% werden angestrebt. Lediglich die 

Verfärbung von Eisensulfatlösung (s. 7.4.4.1) ist für die Dosimetrie in der Strahlentherapie, 

d. h. für die Messung wesentlich kleinerer Dosen, von Bedeutung (s. 7.8.4.2, 7.8.6.3). 

7.4.4.1 Verfärbung von Lösungen 

Metallionen in wäßriger Lösung werden durch ionisierende Strahlung in eine andere 

Oxidationsstufe überführt. Sie zeigen entsprechend ihrer chemischen Wertigkeit in der 

Lösung charakteristische Lichtabsorptionen, die mit einem Spektralphotometer gemessen 

und zur Bestimmung ihrer Konzentration verwendet werden können. Ein Maß für 

die mittlere Menge n\ der in der Lösung gebildeten Metallionen der Sorte i je absorbierte 

mittlere Strahlungsenergie Wist der chemische Ausbeutefaktor (s. 7.1.3.4) 

Gi = njW, Einheit mol/J (7.73) 

Werte des Ausbeutefaktors für gebräuchliche Lösungen liegen zwischen 0,01 und 

3nmol/J. 

Die Konzentration der gebildeten Metallionen ist der erzeugten Energiedosis proportional. 

Sie wird aus der Differenz der dekadischen Absorptionsmaße A (optische Dichte, 

Extinktion) von bestrahlter (Index b) und unbestrahlter (Index u) Lösung bei der für die 

lonensorte i geeigneten Lichtwellenlänge mit einem Spektralphotometer bestimmt. Die 

Energiedosis in der Lösung ergibt sich zu 

= Q-d) (7.74) 

p ist die Dichte und d die Dicke der vom Licht durchstrahlten Lösung. £„, ist der molare 

dekadische Absorptionskoeffizient (s. DIN 5036 Teil 1 (1978)). Aus der gemessenen 

Energiedosis Dlö ergibt sich die Wasser-Energiedosis Dw am gleichen Ort bei Abwesenheit 

des Dosimeters zu 

Dw = FDu,. (7.75)

7.4.4 Nachweis mittels chemischer Reaktionen und Elektronenspinresonanz 441 

F ist ein für die Lösung charakteristischer Umrechnungsfaktor (Übersichtsartikel s. 

Matthews (1982)). 

Am ausführlichsten wurde die schon 1927 von Fricke vorgeschlagene Eisensulfatlösung 

(Fricke u. Hardt (1966)) untersucht. Als Dosimeter dienen mit der Lösung 

gefüllte Ampullen mit Volumina zwischen 1 und 10 ml. Eisensulfatlösung eignet sich zur 

Messung von Energiedosen im Bereich von 10 Gy bis 400 Gy. In Verbindung mit 

elektrischen Meßverfahren, mit denen die eingestrahlte Energie bestimmt wird, kann sie 

zur Absolutbestimmung der Wasser-Energiedosis in einem Wasserphantom verwendet 

werden (Feist (1982)). 

Ausgangssubstanz ist eine luftgesättigte 0,4-molare H2S04-Lösung, die 10 ^ bis 10 ^mol FeS04 

und lO ^mol NaCl enthält. Durch Bestrahlung werden Fe^*-Eisenionen praktisch irreversibel zu 

Fe^'-Eisenionen oxydiert. Die der erzeugten Energiedosis proportionale Konzentration der 

dreiwertigen Eisenionen wird nach Gl. (7.74) bei einer Lichtwellenlänge /1, = 304nm bestimmt 

(Ellis (1977), DIN 6800, Teil 3 (1980)). Der molare Extinktionskoeffizient e^ für Fe^ '-Ionen bei der 

angegebenen Lichtwellenlänge und bei 25°C beträgt 21901mol 'cm ' = 219m2mol '. Er besitzt 

einen Temperaturkoeffizienten von 0,69%/K. Der Ausbeutefaktor G(Fe'") hängt von der 

Strahlenart und -qualität ab. Für Photonenstrahlung mit Energien unter 1 MeV geben die ICRU 

Reports 14 (1967) und 17 (1970) folgende Werte an: 

Effektive Photonenenergie in keV: 5 50 100 '"Cs ""Co 

Ausbeutefaktor ^(FeÔ in umol/J: 1,30 1,49 1,52 1,58 1,61 

Die Unsicherheit liegt bei etwa ±2%. Für Photonen- und Elektronenstrahlen mit Energien größer 

als 1 MeV wird angenommen, daß der G-Wert energieunabhängig (1,61 +0,02)nmol/J beträgt 

(s. Svensson u. Brahme (1979); Nahum u. a. (1981)). Der Temperaturkoeffizient des G-Wertes 

ist kleiner als 0,1 %/K. Der Umrechnungsfaktor F in Gl. (7.75) beträgt nach Pettersson u. 

Hettinger (1967) für Eisensulfatlösung bei Photonen- und Elektronenenergien oberhalb 1 MeV 

energieunabhängig 1,004. Dieser Wert wurde mit Rechnungen nach der Monte-Carlo Methode für 

Photonen von 1 bis 24MeV zu 1,003 bestätigt (Ma u. Nahum (1992)). 

Strahleninduzierte Reaktionen in chemischen Lösungen sind sehr empfindlich gegenüber Verunreinigungen. 

Bei Verwendung von dreifach destilliertem Wasser, von Substanzen der Qualität 

..Pro Analysi" und von sehr gut gereinigten Bestrahlungsgefäßen kann bei der Reproduktion der 

gemessenen Energiedosis eine Standardabweichung kleiner als +1% erreicht werden. Kunststoffgefäße 

sind nur verwendbar, wenn die Lösung sofort nach der Bestrahlung ausgewertet 

wird; besser sind Glasampullen. Reaktionen an der Gefäßwand können durch Vorbestrahlung 

der mit Dosimeterlösung gefüllten Gefäße mit einer zehmal höheren als der zu messenden Dosis 

Und mit anschließender mehrfacher Spülung mit unbestrahlter Dosimeterlösung verhindert 

werden. 

In metrologischen Staatsinstituten wird die Eisensulfatlösung ohne NaCl verwendet. Der Zusatz 

von NaCl wird als Test für die Qualität der Eisensulfatlösung angesehen; Sie ist gut, wenn sich das 

Verhältnis der optischen Dichte zur Dosis durch Zusatz von Kochsalz nur sehr wenig ändert. 

Abgeschmolzene Glasampullen werden als chemische Dosimeter im Postversand bei zentraler 

Auswertung benutzt (Schneider (1994)). 

Bei sehr hohen Dosisleistungen oder Dosen je Strahlungsimpuls aus Beschleunigern von 

mehr als 10 Gy reicht die Sauerstoffkonzentration der luftgesättigten Eisensulfatlösung 

für den normalen Reaktionsablauf nicht mehr aus. Der G-Wert kann bis auf die Hälfte 

absinken. Durch Erhöhung der Fe^'-Konzentration auf das Zehnfache sowie Sättigung 

der Lösung mit reinem Sauerstoff (Super-Fricke-Lösung) läßt sich der Meßbereich 

bis auf ca. 100 Gy pro Puls erweitern (s. ICRU 34 (1982)).


Der Dosismeßbereich der normalen Frickelösung (10 bis 400 Gy) kann durch Verwendung von 

luftgesättigter wäßriger Lösung mit 10 ""mol Kupfersulfat (CUSO4) und 10 'mol Eisensulfat in 

5-10 ^-molarer Schwefelsäure auf den Bereich 500 bis 10000 Gy erweitert werden. Der G-Wert 

verringert sich dabei auf ca. 0,07nmol/J. Allerdings tritt ab etwa 6000 Gy eine merkliche 

Nichtlinearität des Ansprechvermögens auf (Draganic (1974)). 

Mit Cersulfatlösung kann man die strahleninduzierte Reduktion von Ce^^-Ionen zu 

Ce^^-Ionen zur Dosisbestimmung für den Meßbereich 10^ bis 10^ Gy verwenden. Hierbei 

wird die Abnahme der Konzentration von Ce^^-Ionen mit einem Spektralphotometer bei 

der Lichtwellenlänge A = 320 nm bestimmt (s. Chu (1981)). 

7.4.4.2 Verfärbung fester Stoffe 

Gläser mit Zusätzen von Ag, Co, Mg oder Mn erhöhen bei Bestrahlung ihre optische 

Dichte. Nur silberhaltiges Phosphatglas zeigt im Dosismeßbereich von 30 bis 3000 Gy 

und bei Dosisleistungen bis zu 10^ Gy s"' bei der Wellenlänge /I = 313,4 nm einen linearen 

Zusammenhang zwischen der Dosis und der Änderung der optischen Dichte. Die 

Änderung der optischen Dichte sollte sofort nach der Bestrahlung gemessen werden, da 

die Verfärbung innerhalb der ersten 24 Stunden um 20% verblaßt (Fading, s. Piesch 

(1980)). 

Verschiedene durchsichtige Kunststoffe änderen ihre optische Dichte nach Bestrahlung 

mit ionisierender Strahlung durch Bildung von Farbzentren. Die Änderungen können 

zur Bestimmung der Energiedosis im Bereich von 300 bis 10^ Gy verwendet werden. Sie 

werden im Spektralbereich des sichtbaren Lichtes gemessen (s. Tab. 7.7). 

Tab. 7.7 Festkörperdosimeter zur Bestimmung der Dosis aus der Verfärbung bei einer 

bestimmten Wellenlänge 

Material Dosismeßbereich Wellenlängen 

in Gy 

in nm 

klares PMMA* 10^ bis 10' 305 

farbiges PMMA* 10^ bis 5-10' 603, 620, 640, 651 

Celluloseacetat 3-10^ bis 10^ 280 bis 380 

farbiges Cellophan 10" bis 10« ca. 650 

Polyamide 10" bis 10« ca. 310 

* PMMA = Polymethylmethacrylat (Plexiglas) 

Die Anzeige und das Fading der Kunststoffdosimeter hängen stark von den Umwelteinflüssen 

Temperatur, Luftfeuchte, Licht- und Sauerstoffeinwirkung während und nach 

der Bestrahlung ab (McLaughlin (1974)). 

7.4.4.3 Elektronenspinresonanz freier Radikale (s. auch 8.5) 

Durch ionisierende Strahlung werden in kristallinen Stoffen Radikale erzeugt, die wegen 

der eingeschränkten Beweglichkeit im Festkörper mangels anderer Reaktionspartner als 

freie Radikale bestehen bleiben können. Freie Radikale zeigen in einem elektromagnetischen 

HF-Feld bestimmter Frequenz bei Variation eines überlagerten Magnetfêldes 

Resonanzen des Elektronenspins, deren Amplitude der Zahl der gebildeten Radikale 

proportional ist. Zur Dosimetrie mittels Elektronenspinresonanz (ESR) sollten Substan-

7.4.4 Nachweis mittels chemischer Reaktionen und Elektronenspinresonanz 443 

zen mit einer hohen Stabilität der freien Radikale gewählt werden, damit das Fading, 

d.h. die Abnahme der Zahl der Radikale in der Zeit zwischen Bestrahlung und 

Auswertung, hinreichend klein ist. Die Ausbeutefaktoren G für die Erzeugung stabiler 

Radikale sind klein (ca. 3 • 10"'mol/J). 

Die Dosis ergibt sich nach der Formel 

D = {M - (7.76) 

M, Mo Anzeige der bestrahlen und unbestrahlten Probe, 

TVd 

Wasser-Energiedosis-Kalibrierfaktor, 

k, experimentell zu ermittelnde Korrektionsfaktoren (für Alanin s. u.). 

Als ESR-Material wurde bisher hauptsächlich Alanin, eine Alpha-Amino-Propionsäure 

(C3H702N = H2N-CH(CH3)-C02H) verwendet (Regulla u. Deffner (1982)). Bei 

der Bestrahlung ensteht bei Zimmertemperatur überwiegend das zum Nachweis 

dienende Radikal CH(CH3)• COjH. 

Das Alanin muß chemisch sehr rein sein, um Reaktionen der freien Radikale mit Verunreinigungen 

zu vermeiden. Es liegt kristallin in großen rhombischen Kristallen vor, deren ESR-Signalstärke von 

ihrer Orientierung im magnetischen Feld abhängt. Alanin zeigt jedoch auch in pulverisierter Form 

noch gute ESR-Signale; dabei vermeidet man die Orientierungsschwierigkeiten. Korrektionsfaktoren 

nach Gl. (7.76) sind anzubringen für Fading (temperaturabhängig), Nichtlinearität der Anzeige 

bei hohen Dosen (s. u.) und Luftfeuchte. Bequem handhabbare Proben gleicher Masse und gleicher 

Form werden aus dem Pulver mit Hilfe von Bindemitteln (z. B. Paraffin) oder durch Anwendung 

sehr hoher Drücke hergestellt. Sie können auch durch Ablängen eines extrudierten Alanin-Kabels 

(ELCUGRAY® - Fa. Kabelmetall) gewonnen werden. 

Alanin wird im HF-Feld (3,3 cm Wellenlänge, Mikrowellen-X-Band) bei veränderlicher 

magnetischer Induktion zwischen 0,30 und 0,35 Tesla ausgewertet. In der Regel wird die 

über den Resonanzpunkt hinweg langsam veränderte Induktion mit hoher Frequenz 

moduliert und ein dem Quotienten dP/dB (Änderung der absorbierten Mikrowellenleistung 

P durch Änderung der Induktion B) proportionales ESR-Signal erhalten. Die 

optimalen Werte für HF-Modulation, Verstärkung des ESR-Signals und Mikrowellenleistung 

hängen vom Dosismeßbereich ab. 

Bei einer Dosisbestimmung werden wegen der Vielfalt der Parametereinstellungen am Spektrometer 

diese für die Probe mit der unbekannten Dosis optimiert. Dann wird aus dem Vergleich mit einer 

Referenzprobe die unbekannte Energiedosis ermittelt. Auf diese Weise wird auch die oberhalb von 

10''Gy bestehende Nichtlinearität zwischen Dosis und Signalamplitude berücksichtigt. Referenzproben, 

in denen eine bekannte Energiedosis erzeugt wurde, müssen den gesamten genutzten 

Dosismeßbereich abdecken. Sie werden zur Unterdrückung des Fading bei einer Temperatur um 

-20°C aufbewahrt. 

Mit speziell für die Dosimetrie entwickelten kommerziellen Geräten kann für Energiedosen 

zwischen 10 und lO'Gy eine Gesamtmeßunsicherheit von ca. ±5% (Vertrauensniveau 95%) 

erreicht werden. Bei kleineren Dosen ändert sich neben der Amplitude auch die Signalform. Durch 

(zweimalige) Integration des ESR-Signals und eine rechnergestützte Auswertung kann man für 

Dosen bis herab zu etwa 5Gy eine vergleichbare Unsicherheit erreichen. 

Literatur: Seligmann und McLaughlin, Hrsg. (1989).


7.4.5 Nachweis mittels photographischer Emulsionen (J. Böhm) 

7.4.5.1 Allgemeines 

Photoemulsionen werden durch alle Arten ionisierender Strahlung geschwärzt. Die 

photographische Methode erreicht die Empfindlichkeit rein physikalischer Methoden (s. 

7.4.2 und 7.4.3); so können durch die Einwirkung nur eines in der Emulsion ausgelösten 

Photoelektrons etwa 10^ bis 10" Silberatome nach der Entwicklung ausgeschieden 

werden. 

Photoemulsionen werden in der Strahlentherapie zur Bestimmung von relativen 

Dosisverteilungen in Phantomen (s. 7.8.6.4), in der Strahlendiagnostik und bei 

anderen Anwendungen zur Abbildung von Körperstrukturen sowie im Strahlenschutz 

für die Personendosimetrie verwendet. Der Meßbereich der Filmdosimeter im 

Strahlenschutz liegt mit zwei hintereinanderliegenden Filmen zwischen etwa 10 ^ Sv und 

10 Sv (Hübner (1974)). Über Dosimetrie mit photographischen Emulsionen berichtet 

zusammenfassend Dudley (1966). Zum Nachweis von Spuren energiereicher geladener 

Teilchen spielten früher in der kernphysikalischen Forschung Kernspuremulsionen 

eine bedeutende Rolle (Barkas (1963), (1973)). Heute werden sie nur noch für spezielle 

Anwendungen benutzt, z. B. zum Neutronennachweis im Strahlenschutz (s. 7.4.5.3, 

7.8.7.5). 

Einige für die Filmdosimetrie wesentliche Begriffe und Größen sind im folgenden ausgeführt 

(s. DIN 6800, Teil 4 (1980); DIN 19040, Teil 12 (1979)): 

(Visuelle) optische Dichte (früher: Schwärzung). 5 = lg(0o/^), wobei (Pq der bei der Messung 

der optischen Dichte auf die geschwärzte Fläche auffallende, (P der durchgelassene Lichtstrom ist. 

Die meßbaren optischen Dichten liegen etwa im Bereich zwischen 0,01 und 6. Eine Änderung der 

optischen Dichte um 0,02 ist bei scharfen Übergängen noch mit dem Auge wahrnehmbar. 

Die Dichtekurve (früher: Schwärzungskurve) ist die graphische Darstellung der optischen 

Dichte S einer bestrahlten und entwickelten photographischen Schicht in Abhängigkeit von der 

Energiedosis D im Umgebungsmaterial am Ort des Films. Auch unbestrahlte Filme ergeben beim 

Auswerten einen endlichen Wert der optischen Dichte, den Nulleffekt. 

Das Ansprechvermögen ist der Quotient der hinsichtlich des Nulleffekts korrigierten optischen 

Dichte und der Dosis im Umgebungsmaterial am Ort der Photoemulsion. Das relative Ansprechvermögen 

in Abhängigkeit von der Energie fällt bei Photonenstrahlung vom Maximum bei etwa 

35 keV auf etwa 1/40 des Maximumwertes bei 500 keV und bleibt dann annähernd konstant. Für 

Elektronenstrahlung fällt das Ansprechvermögen vom Maximum bei etwa lOOkeV auf etwa die 

Hälfte bei 500 keV und bleibt dann ebenfalls konstant. 

Das Ansprechvermögen unterhalb einer bestimmten Dosis, die von der Filmsorte und der 

Strahlenqualität abhängt, ist von der Dosisleistung unabhängig. Dies gilt für optisches Licht i. allg. 

nicht, worauf bei der Anwendung von Szintillatoren zur Verstärkung der optischen Dichte zu 

achten ist (Verstärkerfolien s. 7.4.5.2). 

Da die Steilheit der Dichtekurve für eine Emulsion von Charge zu Charge merklich 

schwanken kann und die Filmentwicklung die optische Dichte beeinflußt, müssen mit 

Probefilmen aus derselben Charge Kalibrierungen für die zu untersuchenden Dosis- und 

Energiebereiche durchgeführt werden. Die zur Messung verwendeten Filme sind dann 

unter den gleichen Bedingungen zu entwickeln und zu fixieren. Je empfindlicher die 

Filme sind, um so stärker ist der Rückgang des latenten Bildes in der Zeit zwischen 

Bestrahlung und Entwicklung (Fading). Der Rückgang der optischen Dichte kann bei 

etwa 60% relativer Luftfeuchte nach 100 h bis zu 50% betragen.

7.4.5 Nachweis mittels photographischer Emulsionen 

445 

7.4.5.2 Filme in Strahlentherapie und -diagnostik 

Photoemulsionen werden in der Strahlentherapie angewandt, wenn relative Dosisverteilungen 

über größere Flächen gemessen werden müssen. Das räumliche Auflösungsvermögen 

der Filmmethode ist unübertroffen. Die punktweise Messung der Dosisverteilung 

z. B. mit Thermolumineszensdosimetern (s. 7.4.3.2) würde viel zeitaufwendiger sein. 

Die Bestimmung der Wasser-Energiedosis D an einem Punkt in der Tiefe eines Phantoms 

mit einer relativen Gesamtunsicherheit von weniger als 5% ist nur bei günstiger 

Kombination von Film und Entwickler und optimalen Entwicklungsbedingungen 

möglich (Rassow (1980), Fehrentz u. Zunter (1968), Rassow u. Strüter (1971)). 

Der optischen Dichte des Meßfilms wird mit Hilfe der bei einer Bezugsstrahlung 

gemessenen Dichtekurve der mitentwickelten Probefilme eine Energiedosis Z)ref zugeordnet. 

Durch Multiplikation mit dem Quotienten h der Ansprechvermögen bei der 

Primärstrahlung und bei der Bezugsstrahlung (bei gleicher optischer Dichte) und dem 

Phantomtiefenfaktor k^, der das mit der Phantomtiefe veränderliche lokale Photonenspektrum 

und die damit verbundenen Änderungen des Filmansprechvermögens berücksichtigt, 

ergibt sich D=D„ihkp. 

Rdntgenrohne 

Bleiblenden 

Streustrahlung 


Aufbau einer Röntgendurchstrahlungseinrichtung in 

der Diagnostik nach Lang (1979) 

primäres 

Röntgenstrohlungsbündel 

Zur diagnostischen An wendung von Röntgenstrahlung werden Einrichtungen nach 

Fig. 7.45 benutzt (Johns u. Cunningham (1983), Lang (1979)). Die durch das Objekt 

hindurchgehende primäre Röntgenstrahlung erzeugt das Bild auf dem Film, während die 

Streustrahlung größtenteils durch das aus Bleilamellen bestehende Raster absorbiert 

wird. Zwischen Raster und Film befindet sich meist eine in der Figur nicht eingezeichnete 

Ionisationskammer zur Belichtungssteuerung des Films. Die photographische Wirkung 

der Röntgen- und Gammastrahlung läßt sich durch Verstärkerfolien erheblich erhöhen 

(DIN 6830, Teil 1 (1975)). Zur Qualitätskontrolle diagnostischer Röntgenanlagen dienen 

Konstanzprüfungen (Margraf und Bork (1991) gemäß § 16 der Röntgenverordnung 

(RöV (1987)). 

7.4.5.3 Filme im Strahlenschutz 

Filmdosimeter werden zur Einzelüberwachung der äußeren Strahlenexposition von 

Personen nach der Röntgenverordnung (RöV (1987)) und der Strahlenschutzverordnung 

(StrlSchV (1989)) benutzt. Sie werden von zentralen Meßstellen ausgewertet. In den für


Photonen- und Betastrahlung verwendeten Filmplaketten liegen i. allg. zwei in Polyethylen 

eingeschlossene Filme zwischen Filtern verschiedener Dicke (Cu) oder verschiedenen 

Materials (AI, Cu, Pb). Der eine Film ist für hohe, der andere für niedrige Dosen 

vorgesehen. Aus den unterschiedlichen optischen Dichten der Felder auf dem Film, die 

hinter den Filtern exponiert worden sind, läßt sich die Strahlenqualität grob bestimmen 

(Dresel (1956), DIN 6816 (1984)). Die Filmplaketten sind zur Messung von Photonen 

mit Energien zwischen 20keV und 3 MeV geeignet. Der Meßbereich der Personendosis 

liegt mit zwei Filmen zwischen 0,2 mSv und 1 Sv. Wegen der Dicke der Emulsion und der 

Filmverpackung ist Filmdosimetrie von Betastrahlen erst bei Energien oberhalb 300 keV 

möglich. Damit besteht die Gefahr der Unterschätzung einer durch Betastrahlung 

hervorgerufenen Personendosis. 

7.4.6 Elektrische Effekte in Festkörpern (K. Hohlfeld) 

7.4.6.1 Halbleiterdetektoren 

Physikalische Grundlagen und Eigenschaften Wie in Gasen so entstehen auch in festen 

Stoffen durch Bestrahlung Ladungsträgerpaare. Gewöhnlich können diese jedoch 

nicht zum Nachweis ausgenutzt werden, weil sie entweder in Isolatoren unbeweglich 

oder in leitenden Stoffen neben den vorhandenen beweglichen Ladungsträgern nicht 

nachweisbar sind. In Halbleitern beträgt der mittlere Energieaufwand zur Bildung eines 

Ladungsträgerpaares etwa 1/10 des Wertes in Gasen, die Dichte der Halbleiter ist 

dagegen rund 2000mal so groß. Damit werden unter gleichen Bedingungen in gleich 

großen Volumina in Halbleitern 20000mal mehr Ladungsträgerpaare erzeugt als in 

Gasen. Wegen des vergleichsweise geringen Eigenwiderstandes ist eine Anwendung von 

Halbleitermaterial für Festkörper-Ionisationskammern direkt nicht möglich. Bei Silicium 

und Germanium ist es nach verschiedenen Methoden möglich, die Zahl der 

vorhandenen beweglichen Ladungsträger soweit herabzusetzen, daß die durch Strahlung 

erzeugten Ladungsträgerpaare gemessen werden können. Dies gilt auch für die sog. 

Leitfähigkeitsdetektoren (Cadmiumsulfid u. a.), bei denen die Zahl der Ladungsträger 

im unbestrahlen Zustand von Natur aus genügend klein ist. Zu den Festkörperdetektoren 

zählen neben den Halbleitern auch die Szintillations- und Lumineszenzdetektoren 

(s. 7.4.3). 

Die Leitfähigkeitseigenschaften der Halbleiter werden durch das Bändermodell beschrieben. 

Im „Valenzband" sind die Ladungsträger unbeweglich. Durch Energiezufuhr 

(Wärme oder Strahlung) können sie in das höherliegende „Leitungsband" gehoben 

werden, in welchem sie beweglich sind. Die „verbotene Lücke" zwischen den Bändern 

(der Bandabstand) beträgt 1,12 eV bei Si und 0,67 eV bei Ge. 

Der Ladungstransport im Leitungsband wird durch Elektronen und „Defektelektronen" 

bewirkt, letztere werden auch „Löcher" genannt. Je nachdem, ob die Zahl der Elektronen 

oder die der Löcher überwiegt, spricht man von n-leitendem oder p-leitendem 

Material. 

Eine Verbindungsdiode (e: junction diode) entsteht, wenn die eine Seite eines Kristalls großer 

Reinheit bis zu einer bestimmten Grenze durch Dotierung n-leitend, die andere Seite p-leitend 

gemacht wird. Die beweglichen positiven und negativen Ladungsträger ziehen sich an und 

vereinigen sich, in einem Gebiet um die Grenze zwischen dem n-leitenden und p-leitenden Material 

herum entsteht ein von beweglichen Ladungsträgern freies Gebiet. Man nennt dieses p-n-Übergangsgebiet 

Verarmungszone oder intrinsische (() Schicht. Als elektrisches Leitungsele-

7.4.6 Elektrische Effekte in Festkörpern 447 

ment stellt die p-n-Verbindung einen Gleichrichter dar: in Sperrichtung wirkt die Verarmungszone 

wie ein Isolator. Die n- bzw. p-leitenden Seitenteile des Kristalls verhalten sich wie die 

Elektroden einer gasgefüllten Ionisationskammer. Die Verarmungszone stellt das empfindliche 

Volumen dar; die in ihm durch Strahlung erzeugten lonenpaare werden wie in einer Ionisationskammer 

durch das elektrische Feld gesammelt. Die Feldstärke nimmt innerhalb der Sperrschicht 

von einem Höchstwert bis auf Null ab, die entsprechende Strecke d kennzeichnet die Dicke der 

Verarmungsschicht. 

Die Dicke d ist von der angelegten Spannung U und der Störstellendichte /i; abhängig. Diese ist für 

Elektronen und Löcher gleich und bestimmt mit den Beweglichkeiten /ip für die Löcher und fi^ für 

die Elektronen den spezifischen Widerstand. 

= + (7.77) 

wobei e die Elementarladung ist. 

Für die Dicke der Verarmungszone in Silicium gilt in guter Näherung die Zahlenwertgleichung 

d=0,5 yJprU (7.78) 

{din um, pj in ficm und (7in V). Die Begrenzungen der Verarmungszone können als Platten (Fläche 

eines Kondensators der Kapazität C mit dem Abstand d aufgefaßt werden, wobei der 

Zwischenraum mit Material der relativen Dielektrizitätskonstante E gefüllt ist: 

C=8,85-10 '^fi^/rf (7.79) 

(Zahlenwertgleichung: CinF,A in m^, d in m). 

Die in der Verarmungszone erzeugte Ladung Q wird nahezu vollständig gesammelt und ergibt 

einen Spannungspuls v. 

v = Q/C^ = Ee/{WC^). (7.80) 

E ist die durch Strahlung übertragene Energie, W der mittlere Energieaufwand zur Bildung eines 

Ladungsträgerpaares und Cg die Gesamtkapazität. Aus Gl. (7.80) geht hervor, daß Halbleiterdetektoren 

als Spektrometer geeignet sind; die Pulssignalhöhe ist der übertragenen Energie 

proportional. In Tab. 7.8 sind einige für die Strahlungsmessung wichtigen Eigenschaften von 

Halbleitern angegeben. 

Gewöhnliche Halbleiterdioden haben Verartnungszonen mit Dicken bis zu einigen 

hundert um und erlauben in Sperrichtung das Anlegen von Spannungen bis zu 100 V. 

Eine spezielle Ausführung, die Oberflächensperrschicht-Detektoren, besteht aus 

einem Scheibchen n-leitenden Grundmaterials (Silicium oder Germanium), auf dessen 

Tab. 7.8 Physikalische Eigenschaften von Halbleiterdetektor-Materialien. ^Fist die zur 

Bildung eines Elektron-Lochpaares aufzuwendene Energie 

Halbleiter- Ord- Dichte Bandabstand Elektronen- Löcher- W 

material nungs- in g/cm^ bei 20 beweglichkeit beweglichkeit in 

zahl in eV incm^V 's ' incm^V 's ' eV 

SiUcium 14 2,33 1,12 1500 500 3,6 

Germanium 32 5,32 0,67 3800 1800 2,8 

GaAs 31, 33 1,43 8500 420 

CdTe 48, 34 6,3 1,5 100 100 

InSb 49,51 0,17 7800 750 

GaSb 31,51 0,67 4000 1400


einer Fläche eine dünne p-leitende Oxidschicht erzeugt wird. Auf diese wird als Kontakt 

eine Goldschicht von 10 bis 20 nm Dicke gedampft, die zugleich einen Leckstrom durch 

Lichteinwirkung verhindert. Die flächenbezogene Masse des Eintrittsfensters für 

Strahlung entspricht einer Siliciumschichtdicke von weniger als 0,5 um. Der Kontakt auf 

der Rückseite wird i. allg. durch Einlegieren von Aluminium hergestellt. Detektoren mit 

größeren Tiefen des empfindlichen Volumens erfordern Kristalle von höchster Reinheit 

mit den entsprechenden Abmessungen; schon geringe Spuren von Verunreinigungen 

bewirken einen untragbar hohen Dunkelstrom. Erhältlich, wenn auch teuer, sind heute 

Germanium-Reinstkristalle (HPGe-Detektoren) mit Dicken der Verarmungszone 

bis zu 45 mm. 

Mit koaxialen HPGe-Detektoren, bei denen der eine Kontakt (z. B. der p-Kontakt in der 

Achse) durch eine Schicht gebildet wird, in die Lithium eindiffundiert wurde, und der 

andere (n-Kontakt von außen) durch Implantation von Bor, lassen sich Meßvolumina 

bis zu etwa 700 cm^ (Firma EG &G, Ortec) erreichen. 

Verarmungszonen lassen sich auch durch Kompensation der von den Verunreinigungen erzeugten 

Ladungsträger mit Hilfe von Lithiumionen herstellen. Diese werden durch Einwirkung eines 

elektrischen Feldes bei erhöhter Temperatur in den Si- bzw. Ge-Kristall hineingezogen. Mit den als 

p-i-n-Dioden bekannten lithiumgedrifteten Germanium- und Siliciumkristallen erreicht 

man empfindliche Volumina bis zu 30 cm^ Ge(Li)-Dioden müssen zur Aufrechterhaltung der Lilonenverteilung 

im Kristall permanent mit flüssigem Stickstoff gekühlt werden. 

Auch HPGe-Detektoren werden ebenso gekühlt, um die Beweglichkeit der Ladungsträger zu 

erhöhen und das Rauschen des Detektors zu erniedrigen. 

Anwendungen der Halbleiterdetektoren Die Ansprechwahrscheinlichkeit für die Zählung 

geladener Teilchen beträgt nahezu 100%, wenn das Eintrittsfenster dünn genug 

ist, um Teilchen mit ausreichender Energie in das empfindliche Volumen gelangen zu 

lassen. Die Tiefe dieses Volumens muß so groß sein, daß die in ihm erzeugten 

Impulssignale größer als die Rauschimpulse sind. Vom Hersteller wird das Rauschen des 

Detektors mit zugehörigem Verstärker gewöhnlich als Energie (in keV) angegeben, die 

ein Teilchen besitzt, das einen dem Rauschimpuls äquivalenten Puls erzeugt. Aus den 

Abmessungen des Detektors und dem Bremsvermögen der nachzuweisenden Teilchen 

läßt sich die im Detektor abgegebene Energie einfach abschätzen. 

Die Zählung von Photonen im Energiebereich der Röntgenstrahlung erfordert dünne 

Eintrittsfenster, um die Schwächung gering zu halten, und tiefe Verarmungszonen (groß gegen die 

Schwächungslänge \/n). Die Ansprechwahrscheinlichkeit eines Si(Li)-Detektors mit 1 cm tiefer 

Verarmungszone ist z. B. im Photonenenergiebereich bis 90 keV größer als 10%. Für Gammastrahlung 

höherer Energie sind Ge(Li)- bzw. HPGe-Detektoren (größeres Z) erforderlich. Die 

Ansprechwahrscheinlichkeit der Ge(Li)-Detektoren wird häufig auf diejenige eines Nal(Tl)- 

Szintillationsdetektors von 76,2 mm Höhe und 76,2 mm Durchmesser bezogen. Sie liegt für 

Germanium-Detektoren von etwa 50cm' empfindlichem Volumen bei etwa 10%. Die größten 

kommerziell erhältlichen HPGe-Detektoren erreichen eine relative Ansprechwahrscheinlichkeit 

von ca. 160% und eine Energieauflösung von 2,1 keV (Halbwertsbreite) (s. auch 7.6.2.1). 

Die Messung der Energiespektren von Photonen und geladenen Teilchen mit 

Halbleiterdetektoren ist unter 7.6.2.1 ausführlich beschrieben. 

Die Zeitauflösung von Oberflächensperrschichtdetektoren ist infolge der dünnen 

Schichten sehr hoch, es werden Ansprechzeiten bis herab zu 10 's erreicht. Für 

Koinzidenz- und Antikoinzidenzschaltungen sind diese Detektoren wegen ihrer geringen 

Ansprechwahrscheinlickeit für Photonen allerdings weniger gut geeignet als Szintillatoren.

7.4.6 Elektrische Effekte in Festkörpern 449 

Zur Neutronenzählung wird die Kernumwandlung des Siliciums ausgenutzt. Bei 

hohen Zählraten besteht die Gefahr, daß sich die Nachweiseigenschaften durch 

Strahlenschäden des Detektormaterials ändern. In Tab. 7.9 sind Fluenzen für verschiedene 

Strahlenarten angegeben, bei denen Veränderungen merklich werden. 

Tab. 7.9 Strahlenschäden in Halbleitern 

Detektorart 

Teilchenfluenz, die eine Änderung des Ansprechvermögens 

bewirkt, in cm 2 

Elektronen schnelle Protonen a-Teilchen 

Neutronen 

Oberflächensperrschicht- 

Detektoren 10" 10'2 10'" 10' 

Diffundierte Detektoren 10'^ 10'^ 10'" 10' 

Si(Li) 10'^ 10" 10' 

Ge(Li) 10^ bis 10' 

P-leitende Siliciumdioden werden für Dosis- und Dosisleistungsmessungen dort angewandt. 

Wo im Vergleich zu Ionisationskammern durch hohe Detektorsignale kurze Meßzeiten und eine 

hohe räumliche Auslösung erreicht werden sollen, z. B. bei der Aufnahme von Tiefendosisverteilungen 

in einem Wasserphantom. Mit Hilfe perforierter Umhüllungen läßt sich das Ansprechvermögen 

der Detektoren so beeinflussen, daß die Tiefendosiswerte von den mit Ionisationskammern 

erhaltenen um weniger als 2% abweichen (Rikner (1985a, 1985b), Rikner u. Gruseil (1985, 

1987)); anders als bei Ionisationskammern spielen bei Halbleiterdetektoren der Dichteeffekt und 

Feldstörungseffekte nur eine untergeordnete Rolle. 

Bei gepulster Strahlung aus Beschleunigern sind p-Si-Dioden bis zu 0,2Gy pro Puls 

dosisleistungs-unabhängig. Sie haben gegenüber n-Si-Dioden den Vorteil, weniger empfindlich 

für Strahlenschäden zu sein. Nach Rikner u. Gruseil (1983) vermindert sich das mit 

^Co-Gammastrahlung gemessene Ansprechvermögen nach Vorbestrahlung mit 20-MeV-Elektronen 

in Abhängigkeit von der erzeugten Energiedosis während der ersten 2kGy sehr rasch, 

danach jedoch nur langsam und linear mit etwa 2%/kGy für p-Si- und 7%/kGy für 

n-Si-Dioden. Bezogen auf gleiche Energiedosen ist die Lebensdauer bei Bestrahlung mit 

Co-Gammastrahlung um etwa einen Faktor 20 größer als bei Bestrahlung mit 20-MeV- 

Elektronen. 

Vorsichtsmaßnahmen bei der Verwendung von Halbleiterdetektoren Die Oberfläche der Detektoren 

darf auf keinen Fall mechanisch beschädigt oder z. B. durch Berühren mit den Fingern verunreinigt 

Werden. Staubteilchen dürfen von der Oberfläche nur mittels eines schwachen und sauberen 

Luftstromes entfernt werden. In einer Atmosphäre, die Quecksilberdampf, Pumpenöl, organische 

Lösungsmittel oder größere Mengen Wasserdampf usw. enthält, können bleibende Schäden 

entstehen, die ein Ansteigen des Sperrstromes und damit eine Verschlechterung der Energieauflösung 

zu Folge haben. 

Die Vorspannung soll stets nur langsam auf den gewünschten Wert gesteigert werden. Dabei ist es 

zweckmäßig, das Rauschen am Ausgang des angeschlossenen Verstärkers mit einem Oszillographen 

zu überwachen. Ein plötzliches Ansteigen des Rauschpegels deutet auf einen Durchbruch hin, 

der zur Zerstörung führen kann. Bei schnellen Druckänderungen in Vakuumkammern (z. B. bei 

Belüften oder Auspumpen) soll die Vorspannung am Detektor abgeschaltet werden. Bei Beachtung 

dieser Punkte wird die Lebensdauer von Halbleiterdetektoren im wesentlichen nur durch die im 

Kristall hervorgerufenen Strahlenschäden begrenzt (s. Tab. 7.9). Daher sollten sie nicht länger als 

notwendig der Strahlung ausgesetzt werden. Im direkten Strahl eines Teilchenbeschleunigers oder


in starken Neutronenfeldern können Halbleiterdetektoren schon in kurzer Zeit durch Strahlenschäden 

unbrauchbar werden. 

Zusammenfassende Literatur zu 7.4.6.1: Becker u. Scharmann (1975), Bertolini u. Coche(1968), Bueker 

(1971), Kuhn (1969), Knoll (1992), Tait(1980). 

7.4.6.2 Elektrische Leitfähigkeit in Kristallen, Isolatoren und Flüssigkeiten 

Isolierende Kunststoffe, dielektrische Flüssigkeiten und Kristalle (z. B. CdS, CdSe und 

CdTe) ändern bei Bestrahlung durch die Erzeugung von Ladungsträgerpaaren ihre 

elektrische Leitfähigkeit. Der bei Anlegen einer Spannung entstehende Strom ähnelt in 

seinem Verhalten in vielen Fällen nicht dem einer Festkörper-Ionisationskammer, 

sondern dem von Zählrohren mit Verstärkungsfaktoren bis zu 10"^ (ausführliche 

Erläuterungen s. Fowler (1966)). Das Ansprechvermögen der Kristalle hängt stark von 

den Herstellungsbedingungen ab, bei ''"Co-Gammastrahlung können Werte bis zu 

10 ' Ah/Gy erreicht werden. Die angelegte Spannung beträgt 100 V, der Dunkelstrom 

liegt bei etwa 10 'A. 

Nach Fowler (1966) liefert ein CdS-Einkristall bei einer "Co-Gammastrahlung mit der 

Dosisleistung 10 mGy/rain einen Strom von 5 nA. Das Zeitintervall, innerhalb dessen die Anzeige 

nach Beendigung der Strahlung auf 1/10 abfällt, beträgt bei lOmGy/min 1 bis 5 s. Die 

Stromanstiegs- und -abfallzeit läßt sich durch Vorbestrahlung wesentlich vermindern, z. B. durch 

Aufbewahrung des Detektors in der Nähe eines radioaktiven Präparates (Turner u. a. (1963)). 

Nachteilig für die allgemeine Anwendung in der Dosimetrie mit Photonenstrahlung ist 

die starke Energieabhängigkeit des Ansprechvermögens der CdS-Kristalle. Das Ansprechvermögen 

bei 0,1 MeV ist etwa 50mal größer als das bei 2 MeV. 

Für Isolierstoffe wie Polyethylen, Polytetrafluorethylen (Teflon) und Polymethylmethacrylat 

(Plexiglas) sind hohe Dosisleistungen erforderlich, um meßbare Ströme zu erreichen; für Proben 

von einer Fläche von 1 cm^ und 0,25 mm Dicke liegen die Ansprechvermögen bei 10 '"Ah/Gy. 

Gemeinsam mit den Flüssigkeits-Ionisationskammern (Johansson u. Svensson (1982)) haben 

diese Detektoren für Anwendungen in der biologischen Forschung den Vorzug der Gewebeäquivalenz. 

Über die Anwendung von natürlichen Diamanten als Detektoren zur Messung räumlicher 

Dosisverteilungen berichten Vatnitsky u. a. (1993). 

7.4.7 Kalorimeter (M. Roos) 

Kalorimeter werden in der Radiologie ionisierender Strahlung als Radionuklid-, 

Strahlleistungs-, In-Reaktor- und Dosiskalorimeter angewandt (Gunn (1976)). Als 

vorteilhaft erweist sich im allgemeinen die einfache, eindeutige Interpretierbarkeit der 

Ergebnisse, nachteilig sind eine geringe Empfindlichkeit, hoher apparativer Aufwand 

und zeitaufwendige Meßabläufe. Der folgende Abschnitt beschränkt sich auf eine kurze 

Darstellung der Dosiskalorimeter. 

Dosiskalorimeter Kalorimetrisch läßt sich die Energiedosis ihrer Definition (s. 7.8.1) 

entsprechend messen, wenn die übertragene Strahlungsenergie vollständig in Wärme 

umgewandelt wird oder die Energieabweichung, der „kalorische Defekt", seiner Größe 

nach bekannt ist und korrigiert werden kann. Beträgt die strahlungsinduzierte Temperaturerhöhung 

A öl, dann ist die Energiedosis D^ in einem Stoff m mit der spezifischen 

Wärmekapazität c^ ohne kalorischen Defekt gegeben durch 

= (7.81)

7.4.7 Kalorimeter 451 

Das strahlungsinduzierte Temperaturprofil entspricht somit der Dosisverteilung im 

bestrahlten Material. 

Festkörperkalorimeter Bei diesem wird - zur Minimierung von Temperaturverfälschungen 

durch Wärmetransport - ein Massenelement A/w von wenigen Gramm (der 

„Absorber") thermisch gegenüber dem umgebenden Phantommaterial isoliert. 

Die auf den Absorber übertragene Strahlungsenergie wird durch Vergleich der 

strahlungsinduzierten Temperaturerhöhung Ai9, mit der durch elektrisches Heizen mit 

der Energie fVî erzeugten Temperaturerhöhung A^2= fêi/(Cp m^f) bestimmt. Mit 

Gl. (7.81) folgt: 

D^ = (^VjAm)(A^,/Aß2). (7.82) 

Zur weiteren Verringerung der Meßunsicherheiten durch Wärmetransport ist es 

vorteilhaft, das Kalorimeter sowohl bei der Bestrahlung als auch bei der elektrischen 

Wärmezufuhr annähernd adiabatisch zu betreiben. 

Für die Dosimetrie der Photonen- und Elektronenstrahlung ist Graphit als Festkörpermaterial 

besonders gut geeignet, da seine Ordnungszahl der effektiven Ordnungszahl von Gewebe, Wasser 

und Luft ähnlich ist, seine gute Wärmeleitfähigkeit für einen raschen Temperaturausgleich sorgt 

und sein kalorischer Defekt i. allg. vernachlässigbar klein ist. 

Graphitkalorimeter werden deswegen von mehreren Nationallaboratorien zur Realisierung der 

Einheit der Energiedosis benutzt (s. Domen (1969), Engelke u. Hohlfeld (1971), Guiho u. a. 

(1978)). 

Das Graphitkalorimeter der Physikalisch-Technischen Bundesanstalt in Brauschweig mißt Graphit-Energiedosen 

ab 0,5 Gy bei Dosisleistungen ab 0,05 Gy min ' mit einer maximalen Unsicherheit 

von 0,5%. Die Umrechnung auf die Wasser-Energiedosis erhöht die Unsicherheit auf etwas 

über 1%. 

In der Neutronendosimetrie werden Festkörperkalorimeter aus gewebeähnlichen Kunststoffen 

verwendet (McDonald (1976)), da Graphit für Neutronenstrahlung nicht hinreichend 

gewebeähnhch ist. Als nachteilig erweist sich die geringe Temperaturieitfähigkeit (langsames 

Ausgleichen von Temperaturgradienten im Absorber) und der im allgemeinen vorhandene 

kalorische Defekt (McDonald u. Goodman (1982)). 

Wasser-Dosiskalorimeter Während die Funktionsfähigkeit von Festkörperkalorimetern 

eine hinreichend gute Temperaturleitfähigkeit voraussetzt, nutzt man beim Wasser- 

Dosiskalorimeter die sehr geringe Temperaturleitfähigkeit von Wasser (Domen(1982)). 

Wird Konvektion durch mechanische Vorkehrungen oder durch Betrieb des Kalorimeters 

bei einer Wassertemperatur von 4°C verhindert (siehe z. B. Domen u. a. (1991)), so 

bleibt die strahlungsinduzierte Temperaturerhöhung in vielen Fällen hinreichend lange 

erhalten, um die dosisproportionale lokale Erwärmung messen zu können. Ohne 

kalorischen Defekt ergibt sich die Wasser-Energiedosis daraus unmittelbar nach 

Gl. (7.81). Das Kalorimeter (s. Fig. 7.46) besteht im wesentlichen aus einem wassergefüllten 

PMMA-Behälter, der gegenüber seiner Umgebung thermisch isoliert ist. Die 

Strahlung fällt durch ein Eintrittsfenster (mit Durchstrahlung der Isolation) auf die 

gesamte Stirnfläche des Wasserphantoms. Die strahlungsinduzierte Temperaturerhöhung 

Ai?|(A!?|/Z)„ = 0,24mK/Gy) wird mit kalibrierten Thermistoren gemessen. Die 

Wassertemperatur beträgt etwa 4°C; vor Beginn der Bestrahlung können Temperaturgradienten 

durch mechanisches Rühren oder durch Gaszufuhr aus feinen Düsen 

beseitigt werden.


2 


Wasser-Dosiskalorimeter (schematisch) 

1 Detektor bestehend aus zwei Thermistoren, die 

zwischen zwei von PMMA-Ringen aufgespannte 

Fohen gebettet sind, 2 mit Wasser gefüllter PMMA- 

Behälter, 3 Wärmeisolation, 4 Kühlwendel, 5 Glasdüsen 

für Gaszufuhr 

Da Wasser einen kalorischen Defekt aufweisen kann (Fletcher (1982), Ross u.a. 

(1984)), muß eine Absolutbestimmung der Wasser-Energiedosis die experimentelle 

Bestimmung dieses Defektes (Roosu. Hohlfeld (1992)) einschließen. 

Neben der Möglichkeit der Absolutbestimmung kann das Kalorimeter als energieunabhängiges 

Sekundärnormal im Gesamtbereich der hochenergetischen Röntgenstrahlung und mit Einschränkungen 

auch bei anderen Strahlenarten eingesetzt werden (Roes u. Hohlfeld (1987)). 

Zusammenfassender Bericht zur Dosiskalorimetrie: Domen (1987). 

7.4.8 Biologische Indikatoren (M. Schneider) 

In der biologischen Forschung werden vielfach die Zellteilungsraten bestimmter 

Bakterienstämme (z. B. E. Coli) als biologische Dosimeter verwendet. Für den Nachweis 

einer Strahlenexposition kann in Ergänzung zur physikalischen Dosimetrie der Mensch 

als biologischer Indikator betrachtet werden. Trotz der Komplexität des menschlichen 

Organismus können einige Reaktionen als Indikatoren für eine Strahlenexposition 

verwendet werden, aus denen sich Rückschlüsse auf die im Körper erzeugte Dosis ziehen 

lassen (Kaul u.a. (1986), Stephan (1983)). 

Die verschiedenen Indikatoren können grob in vier Gruppen unterteilt werden: 

- Chromosomenaberrationen in Blutlymphozyten 

- zytologische bzw. zytogenetische Indikatoren 

- biochemische Indikatoren 

- immunologische Indikatoren 

Chromosomenaberrationen in Blutlymphozyten Unter den biologischen Indikatoren hat 

die Bestimmung von dizentrischen Chromosomenaberrationen im Dosisbereich bis 5 Gy 

die größte praktische Bedeutung. Als Maß für die auf das Gewebe übertragene 

Energiedosis wird die Anzahl der im Mikroskop beobachteten Veränderungen an den 

Chromosomen verwendet. Bei Strahlenunfällen wird eine Blutprobe der betroffenen 

Person zur Auswertung an eine zentrale Stelle gesandt (Stephan (1979)). 

Bei einer Ganzkörperbestrahlung beobachtet man abhängig von der Strahlenqualität 

etwa 1 bis 3 dizentrische Chromosomen per Gy und 1000 ausgezählte Zellen, ohne 

Bestrahlung etwa 0,1 bis 0,3. Die untere Nachweisgrenze liegt bei etwa 0,1 Gy für eine 

Ganzkörperbestrahlung.

7.4.8 Biologische Indikatoren 453 

Die Empfindlichkeit der Methode und die Streuung der Daten hängt stark von dem individuellen 

Auswerteverfahren ab. Deshalb ist es notwendig, stets auch Daten für eine Population unbestrahlter 

Personen als Kontrolle zu verwenden. 

In besonderen Fällen kann bei weitergehender Analyse der Chromosomenschädigungen aus der 

Häufigkeit bestimmter Schädigungen geschlossen werden, ob eine Strahlenexposition kürzlich 

erfolgte oder ob eine über einen längeren Lebensabschnitt in der Vergangenheit erfolgte 

Strahlenexposition vorliegt. Aus diesen Daten kann die integrierte Lebensdosis bestimmt werden 

(Straumeu.a. (1992)). 

Der Aufwand der Methode ist beträchtlich, da für eine Bestimmung bei niedrigen Dosen 

ca. 1000 bis 1500 Zellen analysiert werden müssen. Automatisierte Verfahren können die 

Arbeit erleichtern (Lorch u.a. (1992)). 

Zytologische bzw. zytogenetische Indikatoren Im hämapoetischen bzw. lymphopoetischen System 

können als biologische Indikatoren folgende Parameter verwendet werden. 

- Vermehrtes Auftreten von Mikronuclei in Blutlymphozyten und Knochenmarkzellen. Ein 

vermehrtes Auftreten von Mikronuclei in Lymphozyten und im Knochenmark nach einer 

Strahlenexposition ist beobachtet worden. Der Zusammenhang zwischen Dosis und Anzahl der 

entstandenen Mikronuclei ist bisher wegen der großen Variationsbreite der „Normalwerte" noch 

nicht so hinreichend gesichert, daß eine Dosis-Wirkungsbeziehung sowie die optimale Zeitspanne 

zwischen Exposition und Auswertung angegeben werden kann. 

Die Auswertung kann mittels der Durchflußzytometrie erfolgen. 

- Zytologische Veränderungen in der Spermatogenese. Veränderungen an Spermien können in den 

Hoden beim männlichen Geschlecht nachgewiesen werden. Als biologischer Indikator wird der 

Einfluß der ionisierenden Strahlung auf die Teilung (Meiose und Mitose) des Chromosomensatzes 

für die Spermien verwendet. Die Strahlung wirkt mit unterschiedlichen Dosis-Wirkungsfaktoren 

auf die Anzahl von Zellen in jeweils bestimmten Phasen der Zellteilung. 

Untersuchungen wurden an Mäusen vorgenommen (Göhde u.a. (1986)), eine Übertragung auf 

den Menschen scheint möglich, und es ist bei der empfindlichsten Reaktion mit einer unteren 

Nachweisgrenze von etwa 0,05 Gy zu rechnen. Die Probenahme aus den Hoden ist belastend, ihre 

Auswertung kann innerhalb von 15 Minuten mittels der Durchflußzytometrie erfolgen. Der 

zeitliche Verlauf der Dosis-Wirkungsbeziehung für die Änderung der Konzentration von Zellen in 

bestimmten Teilungsphasen ist noch wenig bekannt. 

- Veränderungen der Konzentration von hämatopoetischen Progenitorzellen im Knochenmark 

und Blut. Die Bestimmung der Konzentration von Progenitorzellen im Knochenmark und im Blut 

ist die einzige Methode, mit der die Funktion des Knochenmarks als blutbildendes Organ bewertet 

werden kann. 

An Hunden wurden bei Ganz- oder Teilkörperbestrahlung mit Dosiswerten um etwa I Gy am 

ersten Tag nach der Exposition die stärkste Abnahme der Anzahl von Progenitorzellen beobachtet 

(Fliedner (1986)). Aus der Bestimmung der Anzahl der Progenitorzellen kann ein Maß für eine 

dauernde Schädigung nach einer Strahlenexposition angegeben werden. 

Als Meßmethode kann die Durchflußzytometrie verwendet werden, bei der die Konzentration der 

verschiedene Blutzellen gleichzeitig ermittelt wird. 

Biochemische Indikatoren Biochemische Veränderungen im Blut, im Urin, an Haaren, 

Fingernägeln und am Zahnschmelz können als Indikatoren für eine Strahlenexposition 

verwendet werden. Einige Reaktion sind jedoch nur über kurze Zeitspannen nachweisbar, 

deshalb wird die anwendbare Nachweismethode durch die Zeit zwischen Exposition 

und Probennahme vorgegeben. Nur die Elektronen-Spin-Resonanz-Spektroskopie 

freier Radikale (siehe 7.4.4.3 und Kapitel 8) an Haaren, Nägeln und Zahnschmelz gibt 

nach einer Strahlenexposition innerhalb einiger Stunden bis hin zu Wochen nachweisbare 

Signale. Für den Menschen ist die Dosis-Wirkungsbeziehung biochemischer Nach-


Weismethoden noch nicht genügend gesichert, bisher wurde diese meist aus Tierversuchen 

ermittelt. 

Immunologische Indikatoren Immunologische Reaktionen nach einer Strahlenexposition 

sind bisher am wenigsten als biologischer Indikator untersucht worden. Sehr 

empfindliche Reaktionen sind bisher nicht bekannt. 

Als immunologische Reaktion auf Bestrahlung werden untersucht: 

- die Änderung der Anzahl von Lymphozytenzellen bestimmter funktionaler Untergruppen, 

- die Produktion bestimmter Antikörper, 

- die Stimulierung der Lymphozytenerzeugung mit Mitogenen und Antigenen, 

- die Vermehrung bestimmter Antikörper nach Hinzufügen von Lymphozyten aus dem Gewebe 

eines fremden Spenders als Reaktion auf ein bestimmtes Antigen. 

Man erwartet, die Dosis einer vorangegangenen Strahlenexposition von mehr als 6 Gy indizieren zu 

können. Die Methode ist bis etwa vier Wochen nach einer Exposition anwendbar. Die Dosis- 

Wirkungsbeziehung ist bisher nur für die Stimulierung der Lymphozytenerzeugung in vitro genau 

genug bekannt. 

7.4.9 Spezielle Methoden zum Nachweis von Neutronen 

7.4.9.1 Standardreaktionen (H. Kluge) 

Die Neutronenflußdichte kann mit Hilfe von Standardreaktionen durch Messung der 

Reaktionsraten ermittelt werden, da diese Raten proportional zur Flußdichte der sie 

auslösenden Neutronen und proportional zum Wirkungsquerschnitt der Reaktion sind 

(s. 7.6.6.5). Ferner werden die Wirkungsquerschnitte anderer Nachweisreaktionen 

häufig nur relativ zu denjenigen von Standardreaktionen bestimmt. Die Wirkungsquerschnitte 

der Standardreaktionen sollten über einen weiten Energiebereich möglichst glatt 

verlaufen und gut bekannt sein. Um die Diskriminierung gegen unerwünschte Teilchen 

und Photonenstrahlung zu erleichtern, sollten die Reaktionsenergien („g-Werte") 

positiv und möglichst groß sein. Die wichtigsten der von den Organisationen International 

Nuclear Data Committee (INDC) bzw. Nuclear Energy Agency Nuclear Data 

Committee (NEANDC) als Standard empfohlenen Reaktionen sind nachfolgend 

aufgeführt (s. Carlson (1984), Bödy (1987) und Übersichtsartikel in NBS (1977)). 

Evaluierte Werte der Wirkungsquerschnitte sind in der ENDF/B-VI Standards Library 

verzeichnet (Lemmel und McLaughlin (1990)). 

Der Wirkungsquerschnitt der elastischen Streuung von Neutronen am Wasserstoff, 

'H(n,n)'H, ist zur Zeit am besten bekannt. Er gilt im Energiebereich von 1 keV bis 

20MeV als Standard, wobei die relative Unsicherheit des Wirkungsquerschnitts 0,5% 

bei 1 keV und 1 % bei 20 MeV beträgt. Bei der praktischen Anwendung in Detektoren 

ist zu beachten, daß wegen der fehlenden Reaktionsenergie die Trennung von Photonen- 

und Neutronensignalen (Rückstoßprotonen) bei niedrigen Neutronenenergien 

schwierig ist. Die Reaktion ^He(n,p)'H (ß = 0,764 MeV) wird im Energiebereich 

thermischer Neutronen bis 50 keV häufig als Standard benutzt, obwohl sie wegen des 

Fehlens eines guten Detektors nicht als Standard anerkannt ist (Bödy (1987)). Der 

Wirkungsquerschnitt der Reaktion 'Li(n,a)'H (ß = 4,784 MeV) ist im Energiebereich 

von thermischen Energien bis 100 keV ein wichtiger Standard. Von praktischer 

Bedeutung im Energiebereich von thermischen Energien bis 200 keV ist ferner die 

Reaktion 'OB(n, a)'Li (ß =2,792 MeV) bzw. "'B(n, a^'Li*, bei der die isotrop emittierte

7.4.9 Spezielle Methoden zum Nachweis von Neutronen 455 

Photonenstrahlung mit einer Energie von 478 keV nachgewiesen wird. Die Spaltungsreaktion 

ist Standard bei thermischen Energien und im Energiebereich von 

0,1 MeV bis 20 MeV. 

Die bei diesen Reaktionen freiwerdenden geladenen Teilchen werden mit verschiedenen 

Detektoren wie Ionisationskammern, Proportionalzählrohren, Szintillationszählern 

und Halbleiterdetektoren (s. 7.4.1) nachgewiesen. Wegen der hohen Reaktionsenergien 

können die von Neutronen ausgelösten Signale in den meisten Fällen durch Impulshöhendiskriminierung 

von den durch Photonen erzeugten abgetrennt werden, so daß sich 

die Flußdichte der Neutronen auch in Anwesenheit intensiver Photonenstrahlung 

bestimmen läßt. 

Im Energiebereich langsamer Neutronen ist die Reaktionsrate wegen der 1/«-Abhängigkeit (d 

Geschwindigkeit der Neutronen) der Wirkungsquerschnitte proportional zur konventionellen 

Flußdichte (p^ (s. 7.6.6.1), wenn der Selbstabschirmungseffekt (s. 7.4.9.2) zu vernachlässigen ist. 

Neutronen mit Energien oberhalb 0,5 eV tragen bei diesen Detektoren praktisch nur wenig zur 

Reaktionsrate bei, so daß eine Cadmiumdifferenzmessung (s. 7.4.9.2) oft nicht notwendig ist. 

Befinden sich die Neutronen im „thermischen Gleichgewicht", dann kann die spektrale Flußdichte 

in bestimmten Fällen (Beckurts u. Wirtz (1964)) angegeben werden, und die wahre Flußdichte 

läßt sich aus der gemessenen konventionellen Flußdichte berechnen (Gl. (7.147). Beträgt die 

Neutronenansprechwahrscheinlichkeit (s. 7.6.6.1) des Detektors nahezu 100% („schwarzer Detektor"), 

dann wird die Anzeige proportional zur Flußdichte unabhängig von der Energieverteilung 

der Neutronen. 

Als Detektoren (Schneider (1973)) werden häufig Proportionalzählrohre mit ^He- und 

BF3-Füllung (oft mit '"B angereichert) verwendet. Wegen der großen Wirkungsquerschnitte 

im thermischen Energiebereich kann die Neutronen-Ansprechwahrscheinlichkeit 

bei Strahlung in Längsrichtung eines Zählrohres nahezu 100% betragen (Beckurts 

u. Wirtz (1964), S. 56). Zur Verringerung von Wandeffekten und zur Verbesserung des 

zeitlichen Auslösungsvermögens wird dem Gas häufig Krypton oder Argon beigemischt. 

Ionisationskammern werden mit BFs-Gas oder mit '°B als Wandbelag betrieben. 

Parallelplattenkammern mit Gitter und Halbleiterdetektoren, bei denen '®B in einer 

dünnen Schicht aufgebracht ist, haben ein besseres Zeitauflösungsvermögen bei 

geringerem Ansprechvermögen (Carlson (1977)). 

^Li wird in Szintillatoren wie ®LiI(Eu) (nicht alterungsbeständig) und in Glasszintillatoren 

verwendet (Harvey u. Hill (1979)). Mit ^Li belegte Ionisationskammern sind 

seltener (Weston (1977)). Wegen des guten Zeitauflösungsvermögens werden 'Li- 

Glasszintillatoren für Flugzeitmessungen eingesetzt, jedoch ist ihre Empfindlichkeit 

gegenüber Photonenstrahlung zu beachten (Lamaze (1977)). Derartige Detektoren 

haben schon bei wenigen Millimetern Dicke eine Neutronenansprechwahrscheinlichkeit 

von nahezu 100%. 

Thermische Neutronen können ferner mit Hilfe der bei der Spaltung von ^'Û freiwerdenden 

Kernfragmente nachgewiesen werden. Allerdings ist zu beachten, daß der Wirkungsquerschnitt im 

thermischen Bereich schon merklich von der l/u-Proportionalität abweicht. Das spaltbare Material 

befindet sich dabei z. B. innerhalb einer Ionisationskammer (Spaltkammer; Gründl u. a. (1975), 

s-a. Schneider (1973)). Der Nachweis der bei der Spaltung freiwerdenden Neutronen erfordert 

große Neutronendetektoren mit hohem Ansprechvermögen. Die Verwendung von Spaltspurdetektoren 

wird in 7.4.9.2 beschrieben. 

Im Energiebereich mittelschneller und schneller Neutronen läßt sich die spektrale Flußdichte 

mit Hilfe der Reaktionen 3He(n,p)5H und ^Li(n,a)3H messen (s. 7.6.6). Die 

Wirkungsquerschnitte dieser Reaktionen verlaufen glatt und sind bis auf den Bereich


der Resonanz bei 244keV im Falle der ®Li-Reaktion (Derrien u. Edvardson (1977)) 

gut bekannt. 

Literatur zu 7.4.9.1: Beckurts u.a. (1964), NBS (1977) 

7.4.9.2 Aktivierungs- und Spaltungsreaktionen (M. Matzke) 

Neutronen können indirekt über bestimmte Kernreaktionen nachgewiesen werden, die 

zu einer Emission von geladenen Teilchen führen. Bei den Aktivierungs- und Spaltungsreaktionen 

werden durch direkte oder Comppund-Reaktionen radioaktive Kerne oder 

Spaltfragmente gebildet. Die Reaktionsrate A^r für die Erzeugung einer Aktivität oder 

einer Spaltung ist durch 

= N\a{E)(pE{E)dE (7.83) 

gegeben (s. 7.6.6.5) {E\ Neutronenenergie, N: Zahl der Kerne im Detektor, für die die 

Reaktion möglich ist, a{Ey. Wirkungsquerschnitt, (PE(Ey. spektrale Flußdichte). Es 

hängt daher vom Wirkungsquerschnitt ab, welche Reaktion im Energiebereich der 

nachzuweisenden Neutronen brauchbar ist. 

Die Reaktionsrate N^ ist andererseits bei Aktivierungsreaktionen gleich der sogenannten 

Sättigungsaktivität, d. h. gleich der Aktivität, die nach unendlich langer Bestrahlung im 

Neutronenfeld erzeugt würde (Gleichgewicht zwischen Aktivierung und Zerfall). Bei 

endlicher Bestrahlungsdauer ?i und „Wartezeit" tj nach Ende der Bestrahlung gilt: 

A^r =A{h) exp (A?2)/(1 - exp (-A/,)) (7-84) 

A {ti): Aktivität nach der „Wartezeit" tj zwischen Ende der Bestrahlung und Beginn der 

Messung, X: Zerfallskonstante des Meßnuklids (s. 7.5.1.1). Gl. (7.84) setzt eine zeitlich 

konstante Neutronenflußdichte während der Bestrahlungsdauer ti voraus. Im allgemeinen 

Fall muß über die „Bestrahlungsgeschichte" integriert werden (Schneider (1973)). 

In der Praxis schränken Anforderungen an die Halbwertszeit und technische Anforderungen 

an das Sondenmaterial die Auswahl der möglichen Reaktionen ein. 

Aktivierungs- und Spaltungsdetektoren werden meist in Folien- oder Drahtform 

benutzt. Bestrahlt man sie während einer Zeitspanne in einem Neutronenfeld und 

bestimmt anschließend die Aktivität (s. 7.5.3) oder zählt die erfolgten Spaltungen (s. u.), 

so erhält man mit diesen Werten und den Reaktionsgleichungen (7.83) Informationen 

über die Neutronenflußdichte oder -fluenz während der Exposition (Indirekt anzeigendes 

Verfahren (s. 7.6.6.4)). 

Die Auswertung der gemessenen Aktivität der Detektoren oder der Zahl der gemessenen Spaltungen 

erfolgt in zwei Schritten. Bei Aktivierungsreaktionen wird zunächst die Reaktionsrate 

JVr für den betreffenden Prozeß nach (7.84) berechnet. Bei den Spaltungsdetektoren wird die Zahl 

der erfolgten Reaktionen entweder aus der Aktivität der entstehenden Spaltprodukte nach (7.84) 

oder mit Hilfe von Spaltspurdetektoren (s. 7.4.9.3 u. 7.8.7) direkt ermittelt. Bei Spaltspurdetektoren 

werden auf die ebenen Schichten des Spaltstoffes Kunststoff- oder Glimmerfolien aufgepreßt, 

in die die Spaltprodukte eindringen. Die sich ergebenden Schädigungen des Materials werden 

durch Ätzen einzeln sichtbar gemacht und gezählt (Gründl u.a. (1975), Hepburn u. Windle 

(1980), Fleischer u.a. (1975)). 

Aus den Reaktionsraten können dann im zweiten Schritt für ideal dünne Sonden Aussagen über die 

Fluenz oder die Flußdichte oder auch die spektrale Flußdichte (Pe{E) hergeleitet werden (s. 7.6.6.4). 

Zur Messung in einem bestimmten Energiebereich wählt man ein geeignetes Sondenmaterial aus, 

dessen Reaktionsquerschnitt außerhalb des betreffenden Bereichs genügend klein ist, oder man


deckt bei einer zweiten Messung die Sonde mit einem Filtermaterial ab, das nur für Neutronen 

bestimmter Energie durchlässig ist (Filter-Differenz-Verfahren). Metallische Sonden- und Filtermaterialien 

werden wegen ihrer guten mechanischen Eigenschaften bevorzugt, am gebräuchlichsten 

sind kreisförmige Folien von etwa 1 cm Durchmesser und zwischen 5 um und 100 um Dicke. 

Wird die Aktivität aus der Messung emittierter ß-Strahlen ermittelt, so ist die wirksame Dicke 

durch die Reichweite der ß-Strahlen im Sondenmaterial begrenzt. 

Im Bereich langsamer Neutronen wird aus der Reaktionsrate von l/u-Detektoren die 

konventionelle Flußdichte ermittelt, aus der die wahre Flußdichte bei Kenntnis ihrer 

spektralen Verteilung berechnet werden kann (s. 7.6.6.1). Die (n, Y)-Reaktionen an 

Indium, Gold, Kobalt, Mangan und Dysprosium sowie die (n,f)-Reaktion an "'Uran 

werden hier am häufigsten benutzt. Die Reaktion "'Au(n, y) wird dabei als Standardreaktion 

angesehen (Unsicherheit des thermischen Einfangquerschnitts kleiner als 0,3%, 

günstige Halbwertszeit {T\/2 = 2,l d), einfaches Zerfallsschema (Koinzidenzmessung, s. 

7.5.3.4) der erzeugten "Âu-Aktivität. 

Die Reaktionsrate in diesen Materialien wird allerdings nicht nur durch langsame 

Neutronen erzeugt, da der n-y-Wirkungsquerschnitt dieser Reaktionen neben dem 1/y- 

Verhalten im Bereich langsamer Neutronen charakteristische Resonanzen im anschließenden 

intermediären Energiebereich aufweist. Mit Hilfe einer zweiten Messung, bei der 

ein Cadmiumfilter benutzt wird, das bei einer Dicke von 1 mm für langsame Neutronen 

undurchlässig ist, kann die Reaktionsrate für Bremsneutronen gesondert bestimmt und 

aus der Differenz die Reaktionsrate langsamer Neutronen berechnet werden (Cadmium- 

Differenz-Verfahren). Für Detektoren mit einer ausgeprägten schmalen Hauptresonanz 

erhält man aus der zweiten Messung in einem Feld mit idealem Bremsspektrum 

i9E{E) = (pJE 'vg\. 7.6.6.1) die konstante Energieflußdichte


feldes treten besonders in der Umgebung des Detektors auf, wenn die Diffusionslänge für 

Neutronen in der Umgebung des Detektors so klein ist, daß der Verlust durch 

Absorption im Detektor von der Umgebung nicht schnell genug ausgeglichen werden 

kann (Flußdepression). Während die dafür erforderliche Korrektion der Reaktionsrate 

bei den gebräuchlichen Detektoren nur etwa 1 % beträgt, können sich in der Praxis für 

die Reaktionsraten durch Prozesse im Detektor größere Abweichungen ergeben. 

Besonders der Selbstabschirmungseffekt, der den Integranden in Gl. (7.83) bei ebenen 

Sonden und isotropem Neutroneneinfall näherungsweise um den Faktor 

[1 - 2E,{x)-\/2x (7.85) 

herabgesetzt (£'3(x) = j /e integriert zwischen 0 und x = Absorptionsquerschnittsdichte 

bei der Energie E, d: Dicke der Sonde), kann im Bereich von 

Resonanzen im Wirkungsquerschnitt (meist im Bremsbereich) zu beträchtlichen Abweichungen 

der Reaktionsrate von der nach Gl. (7.83) ermittelten führen. 

Literatur: Schneider W. (1973); Beckurts u. Wirtz (1974); Bensch, F. u. Fleck C. M. (1968) 

7.4.9.3 Sonstige Methoden (M. Matzke) 

Zum indirekten Nachweis von Neutronen gibt es eine ganze Reihe von Verfahren, bei 

denen Sekundärteilchen durch Kernreaktionen erzeugt und mit den in den vorausgegangenen 

Kapiteln beschriebenen Methoden gemessen werden können. 

Neben der Erzeugung von radioaktiver Strahlung durch Aktivierung (s. 7.4.9.2) und der 

elastischen Streuung an leichten Kernen werden prompte Kernreaktionen benutzt, bei 

denen Sekundärteilchen unmittelbar entstehen. Beispiele dafür sind die (n, a)-, (n,p)- 

und (n, 0-Reaktionen und die prompte y- oder ß-Strahlung nach Neutroneneinfang. 

Beim Nachweis der Neutronen dürfen die Sekundärteilchen nicht durch andere Prozesse 

erzeugt werden oder bereits im Strahlungsfeld vorhanden sein. Dies schränkt die 

Möglichkeit ein, die prompte y-Strahlung zum Nachweis zu benutzen, da y-Strahlung in 

vielen Neutronenfeldern (Reaktoren) vorhanden ist. Wegen der Energie- und Winkelabhängigkeit 

der Wirkungsquerschnitte ist eine Bestimmung der Fluenz nur in einfachen 

Fällen (elastische n, p-Streuung, Xjv- oder Resonanz-Wirkungsquerschnitt (s. 7.6.6.)) 

oder nur bei Kenntnis der spektralen Verteilung der Neutronen möglich. 

Kernspurdetektoren Diese werden überwiegend im Strahlenschutz als Personendosimeter 

(s. 7.4.5, 7.8.7) und als Fluenzdetektoren benutzt, da eine Registrierung der 

Sekundärteilchen über einen längeren Zeitraum erfolgen kann. 

Bei den Kernspurfilmen werden durch Rückstoßprotonen in einer Emulsion erzeugte 

Bahnspuren durch Entwicklung sichtbar gemacht und meist unter einem Mikroskop 

ausgezählt. Neutronen mit Energien größer als etwa 0,6 MeV können nachgewiesen 

werden. Das Maximum des Neutronen-Ansprechvermögens liegt bei handelsüblichen 

Filmen bei etwa 20 MeV (etwa 10" Spuren pro Neutron) und fällt zu höheren Energien 

ab (obere Grenze: ca. 60 MeV). 

Nachteilig sind die Filmschwärzung durch niederenergetische y-Strahlen und manchmal 

auch die Empfindlichkeit für thermische Neutronen über die Reaktion '''N(n,p)"'C 

(Höfertu.a. (1985)). 

Mit Kernspur-Ätzdetektoren (s. 7.8.7) werden die durch leichte Kerne in einem 

dielektrischen Material erzeugten Spuren durch chemisches oder elektrochemisches 

Ätzen sichtbar gemacht und anschließend gezählt. Die Neutronenreaktionen ((n,p).


(n, a)) erfolgen im Detektor oder (zusätzlich) in einer Radiatorfolie. Mit Rückstoßprotonen 

lassen sich Neutronen mit Energien größer als etwa 100 keV nachweisen. Im 

Energiebereich oberhalb 20MeV fällt das Ansprechvermögen ähnlich wie bei den 

Kernspurfilmen ab, es wird durch Mehrfachprozesse (z. B. (n, 3a)) und durch entstehende 

schwere Ionen beeinflußt (Luszik-Bhadra u.a. (1994)). 

Mit Hilfe von speziellen Konvertern lassen sich geladene Teilchen durch thermische und 

intermediäre Neutronen erzeugen (exotherme Reaktionen ®Li(n,a), "'B(n,a), '''N(n,p), 

Spaltreaktionen). Das Ansprechvermögen hängt stark vom Ätzverfahren ab. Ätzspurdetektoren 

sind unempfindlich für y-Strahlung mit Energien unterhalb 6 MeV. 

Blasen-Detektoren (e.: bubble detectors). Diese Detektoren enthalten eine große Zahl 

von winzigen, überhitzten Flüssigkeitströpfchen, die in einer anderen „trägen" Substanz 

(z. B. einem Gel oder einem Polymer) über einen größeren Zeitraum im metastabilen 

Zustand gehalten werden. Wird bei einer Neutronenbestrahlung durch erzeugte Ionen 

zusätzliche Energie auf diese Flüssigkeitströpfchen übertragen, so werden diese zu 

sichtbaren Dampfbläschen „aufgeblasen". Jedes Tröpfchen ist quasi eine strahlungsempfindliche 

„Miniatur-Blasenkammer" (s. 7.7.1.4). Blasenbildung in einem Tröpfchen 

beeinflußt den Zustand der anderen Tröpfchen nicht. Es hängt von der Temperatur des 

Detektors und vom Massenbremsvermögen (s. 7.1.3.3) für die erzeugten Ionen ab, ob 

eine Dampfblase eine kritische Größe erreicht und optisch oder akustisch nachgewiesen 

werden kann oder kollabiert. Blasen-Detektoren befinden sich noch im Entwicklungszustand, 

sie sind für y-Strahlung mit Energien kleiner als 6 MeV unempfindlich. Das 

Ansprechvermögen für thermische und intermediäre Neutronen über (n,p)-Reaktionen 

im Detektor ist bisher etwa 2 Größenordnungen kleiner als im MeV-Bereich, in dem sie 

zu den empfindlichsten Detektoren zählen (Apfel u. a. (1985), Lo (1988), Ing (1986)). 

Thermolumineszenz-Detektoren (TLDs). Bei diesem in 7.4.3.2 beschriebenen Effekt 

werden in Kristallen durch ionisierende Strahlung metastabile Zustände erzeugt, die 

über große Zeiten beständig sein können (Fading: s. 7.4.3.2) und bei Erhitzen Licht 

aussenden. Für Neutronen haben TLDs aus "^LiF in der Personendosimetrie (s. 7.8.7.4) 

Bedeutung. Über die ^Li(n, a)-Reaktionen werden dabei hauptsächlich thermische 

Neutronen nachgewiesen. Schnelle Neutronen können über die Rückstoßteilchen 

Energie an TLDs abgeben. Alle TLDs sind auch für y-Strahlung empfindlich. 

Radiophotolumineszenz (RPL). Zum Neutronennachweis mit Phosphat-Gläsern 

(s. 7.4.3.3) können Fluoreszenzzentren sowohl durch direkte Kernprozesse während der 

Bestrahlung als auch nachträglich durch erzeugte radioaktive Kerne gebildet werden. 

Beimischungen von spaltbarem Material (U, Th, Np) im Detektor oder in Konvertern 

werden zusätzlich zum Neutronennachweis benutzt. 

Andere Methoden Die in 7.4.6.1 beschriebenen Nachweismethoden mit Halbleitern für ionisierende 

Strahlung sind auch zum Neutronennachweis über erzeugte Sekundärteilchen (Rückstoßkerle, 

Protonen, Tritonen und a-Teilchen) geeignet. Die Sekundärteilchen werden meist in einer 

Radiatorfolie erzeugt. Halbleiterdetektoren werden auch in Neutronen-Spektrometern benutzt 

(s. 7.6.6.5), die lonisationsausbeute ist wesentlich größer als bei Ionisationskammern (s. 7.4.6.1). 

ôn Nachteil ist die y-Empfindlichkeit. In der Neutronendosimetrie finden auch Elektrete, 

(geladene Isolatoren, die durch Strahlung entladen werden) und Pin-Dioden Anwendung 

(s. 7.4.6.1). Die Einsatzfähigkeit für Neutronenflußdichtemessungen in Reaktionen ist für alle 

Halbleiterdetektoren wegen der geringen Strahlenbelastbarkeit beschränkt (s. 7.4.6.1). Als Störeffekte 

müssen Nebenreaktionen durch geladene Teilchen im Detektor, y- und Licht-Empfindlichkeit, 

Rauschen und von außen eingestreute Rückstoßprotonen berücksichtigt werden.


In Reaktoren werden Stromdetektoren unterschiedlicher Bauweise zur kontinuierlichen Registrierung 

hoher Neutronenflußdichten eingesetzt. Dazu gehören Ionisationskammern im Strombetrieb, 

ß/y-Emissions-Neutronendetektoren und Kalorimeter (Schneider (1973)). 

Zusammenfassende Literatur: Schneider, (1973); Gibson u. Piesch (1985) 

Literatur zu 7.4 

Almond, RR. (1981): Use of a Victoreen 500 electrometer to determine ionization chamber collection 

efficiencies. Med. Rhys. 8, 901-904 

Angelini, R u.a. (1992): A microstrip gas chamber on a silicon substrate. Nucl. Instr. and Meth. A314,450-454 

Apfel, R. E.; Roy,S. C.; Lo, Y. C. (1985): Prediction ofthe minimum neutron energy to nucleate vapor bubbles 

in superheated liquids. Rhys. Rev. A 31, 5, 3194-3198 

Attix, F.H.; Roesch, W.C.; Tochilin, E. (Hrsg.) (1966-1972): Radiation Dosimetry, Bd. I (1968): 

Fundamentals. Bd. 11(1966): Instrumentation. Bd. Ill (1969): Sources, Fields, Measurements and Applications, 

Supplement 1 (1972): Topics in Radiation Dosimetry. New York, London: Academic Press 

Attix, F. H. (1984): Determination of A]o„ und Pion in the new AAPM radiotherapy dosimetry protocol. Med. 

Rhys. 11,714-716 

Barkas, W. H. (1963, 1973): Nuclear Research Emulsions. Bd. I (1963) Techniques and Theory, Bd. 11 (1973) 

Particle Behaviour and Emulsion Applications. New York, London: Academic Press 

Barthe, J.; Bouvard, G.; Commanay, L. (1975): Measurement of small doses using radiophotoluminescent 

silver-activated metaphosphate glasses. Health Phys. 19, 213-216 

Becker, K.; Scharmann, A. (1975): Einführung in die Festkörperdosimetrie. München: Thiemig-Taschenbuch 

56 

Beckurts, K. H.; Wirtz, K. (1964): Neutron Physics. Berlin, Heidelberg, New York: Springer 

Bensch, F.; Fleck, C. M. (1968): Neutronenphysikalisches Praktikum. Mannhelm: Bibliographisches Inst. 

Bertollnl, G.; Coche, A. (1968): Semiconductor Detectors. Amsterdam: North-Holand 

Birks, J. B. (1964): The Theory and Practice of Scintillation Counting. London: Pergamon Press 

Boag, J. W,; Currant, J. (1980): Current collection and ionic recombination In small cylindrical ionization 

chambers exposed to pulsed radiation. Brit. J. Rad. 53, 471-478 

Boag, J. W. (1982): The recombination correction for an ionization chamber exposed to pulsed radiation in a 

"swept beam" technique. I Theory. Phys. Med. Biol. 27, 201-211 

Boag, J. W. (1987): Ionization Chambers. In: Kase u.a. (Hrsg.): Bd. 2, 169-243 

Body, Z. (1987): Standard Monitor Reactions for Neutrons. In: Handbook on Nuclear Activation Data. IAEA 

Technical Report Series 273, Wien: IAEA 

Böhm, J. (1976): A measuring and calibration system for currents down to 10 "A. Atomkernenergie 27, 139- 

143 

Böhm, J.; Schneider, U. (1986): Review of extrapolation chamber measurements of beta rays and low energy 

x-rays. Radlat. Prot. Dosim. 14, 193-198 

Bueker, H. (1971): Theorie und Praxis der Halbleiter-Detektoren für Kernstrahlung. Berlin: Springer 

Burgkhardt, B.; Piesch, E. (1978): The effect of post-Irradiation annealing on the fading characteristic of 

different thermoluminescent materials. Part II - optimal treatment and recommendations. Nucl. Instr. Meth. 

155, 299-304 

Carlson, A. D. (1977): Instruments for Use of '"B as a Standard. In: NBS, S. 85-92 

Carlson, A.D. (1984): Standard Cross-Section Data. Progr. In Nucl. Energy 13, 79-127 

Casnati, E. (Hrsg.) (1977): Ionizing Radiation Metrology. Bologna: Edltrice Compositorl 

Chartler, J. L.; Bazoge, A.; Itle, C. (1975): Free-air Ionization Chamber for the Energy Range 12keVto 100 

keV. Nucl. Instr. Meth. 128, 251-259 

Chu, R.D.H. (1981): Problems encountered in the use of plastic and chemical dose meters for plant 

commissioning. In: High Dose Measurements In Industrial Radiation Processing. IAEA Techn. Rep. Ser. 205, 

S. 97-100. Wien: International Atomic Energy Agency 

De Planque, G.; Gesell, T. F. (1986): Environmental measurements with thermoluminescent dosemeters - 

trends and Issues. Radlat. Prot. Doslm. 17, 193-200 

Derikum, K.; Roos, M. (1993): Measurement of saturation correction factors of thimble-type Ionization 

chambers in pulsed photom beams. Phys. Med. Biol. 38, 755-763 

Derrien, E.; Edvardson, L. (1977): Experimental Data Base for the 'Li-System. In: NBS, S. 14-29

Literatur zu 7.4 461 

DIN 5036, Teil 1 (1978): Strahlenphysikalische und lichttechnische Eigenschaften von Materialien: Begriffe für 

Vorgänge und Medien, Kennzahlen. Berlin: Beuth 

DIN 6800 (1980, 1996): Dosismeßverfahren in der radiologischen Technik; Teil 2: lonisationsdosimetrie (1996); 

Teil 3: Eisensulfatdosimetrie; Teil 4: Filmdosimetrie; Teil 5: Thermolumineszenz-Dosimetrie; Teil 6: Photolumineszenz-Dosimetrie. 

Berlin: Beuth 

DIN 6816 (1984): Filmdosimetrie nach dem filteranalytischen Verfahren zur Strahlenschutzüberwachung. 

Berlin: Beuth 

DIN 6818 (1988, 1992, 1993): Strahlenschutzdosimeter; Teil 2: Direkt ablesbare lonisationskammer-Stabdosimeter 

für Gamma- und Röntgenstrahlen (1992); Teil 4: Tragbare lonisationskammer-Dosimeter für Gammaund 

Röntgenstrahlung (1993); Teil 6: Thermolumineszenz-Dosimetriesysteme (1988). Berlin: Beuth 

DIN 6819 (1991): Meßgeräte zur Bestimmung des Flächendosisproduktes in der Röntgendiagnostik - Regeln für 

die Herstellung. Berlin: Beuth 

DIN 6830, Teil 1 (1975): Röntgenfilme zur Verwendung mit Fluoreszenz-Verstärkerfolien in der medizinischen 

Diagnostik. Berhn: Beuth 

DIN 19040, Teil 12 (1979): Begriffe der Photographie. Allgemeine Begriffe der Sensitometrie. Berlin: Beuth 

DIN 25483 (1987): Verfahren zur Umgebungsüberwachung mit integrierenden Festkörperdosimetern. Berlin: 

Beuth 

Domen, S. R. (1969): A heat-loss-compensated calorimeter and related theorems. J. Res. Nat. Bur. Stand. 

(U.S.) Sect C 73, 17-20 

Domen, S. R. (1982): An absorbed dose water calorimeter: theory, design and performance. J. Res. Nat. Bur. 

Stand. 87, 211-235 

Domen, S. R. (1987): Advances in Calorimetry for Radiation Dosimetry. In: Kase K. R. u.a. (Hrsg.), Vol.2, 

245-320 

Domen, S.R.; Krauss, A.; Roos, M. (1991): The Problem of Convection in the Water Absorbed Dose 

Calorimeter. In: Thermochemica Acta, 187, 225-233 

Draganic, I. (1974): Liquid Chemical Dosimeters. In: Gaughran u. Goudie (Hrsg.): 253-284 

Dresel, H. (1956): Filmdosimetrie bei Strahlenschutzmessungen. Fortschr. Röntgenstr. 84, 214-222 

Driscoll, C. M. H. u.a. (1986): Annealing procedures for commonly used radiothermoluminescent materials. 

Radiat. Prot. Dosim. 14, 17-32 

Dudley, R. A. (1966): Dosimetry with photographic emulsion. In: Attix u.a. (Hrsg.): Bd. II, 325-387 

Eichholz, G.G.; Poston, J.W. (1980): Principle of Nuclear Radiation Detection. Ann Arbor: Ann Arbor 

Science 

Ellis, S.C. (1977): The Dissemination of Absorbed Dose Standards by Chemical Dosimetry, Mechanism and 

Use of the Fricke-Dosemeter. In: Casnati, E. (Hrsg.): 163-180 

Emery, E. W. (1966): Geiger-Müller and Proportional Counters. In: Attix u.a. (Hrsg.): Bd. II, 73-122 

Engelke, B. A.; Hohlfeld, K. (1971): Ein Kalorimeter als Energiedosis-Standardmeßeinrichtung und 

Bestimmung des mittleren Energieaufwandes zur Erzeugung eines lonenpaares in Luft. PTB-Mitt 71, 336-342 

Engelke, B. A.; Oetzmann, W.; Struppek, G. (1988): Die Meßeinrichtungen der Physikahsch-Technischen 

Bundesanstalt zur Darstellung der Einheiten der Standard-Ionendosis, Photonen-Äquivalentdosis und Luftkerma. 

PTB-Ber. DOS-16, Bremerhaven: Wirtschaftsveriag 

Ettinger, K. V; Mallard, J. R. u.a. (1980): Application of lyoluminescence. Nucl. Instr. and Meth. 175, 136- 

138 

Ettinger, K.V.; Puite, K.J. (1982): Lyoluminescence, Pt. I and II. Int. J. Appl. Radiat. Isot. 33, 1115-1157 

Fehrentz, D.; Zunter, F. (1968): Zur Filmdosimetrie in der Strahlentherapie. Strahlentherapie 135, 301-306 

Feist, H. (1982): Determination of the absorbed dose to water for high energy photons and electrons by total 

absorption of electrons in ferrous sulphate solution. Phys. Med. Biol 27, 1435-1447 

Feist, H. (1988): Einfluß des Regenerier- und Auswerteverfahrens auf das supralineare Verhalten von LiF- 

Thermolumineszenzdosimeter. Strahlenther. Onkol. 164, 223-227 

Fleischer, R.L. u.a. (1975): Nuclear Tracks in Solids. Berkely, Los Angeles, London: Univ. of California 

Press 

Fliedner, T. M.; Nothdurft, W. (1986): Hemapoetic progenitor cell changes in the blood as indicators of 

radiation damage to the bone marrow. In: Kaul u.a. (Hrsg.), 270-273 

Fletcher, J. W. (1982): Radiation chemistry of water at low dose rates with emphasis on the energy balance: A 

computer study. AECL Rep. AECL-7834 

Fowler, J. F. (1966): Solid State Electrical Conductivity Dosimeters. In: Attix u.a. (Hrsg.), Vol. II, 291-324 

Fricke, H.; Hart, E.J. (1966): Chemical Dosimetry. In: Attix u.a. (Hrsg.): Bd. II, 167-239


Geiger, K. W.; Feist, H.; Böhm, J. (1980): Ion losses in a plane-parallel Ionisation chamber iradiated with a 

pulsed electron beam. Phys. Med. Biol. 25, 677-682 

Gibson, J. A. B.; Piesch,E. (1985): Neutron Monitoring for Radiological Protection. IAEA Technical Reports 

Series No. 252. Wien: IAEA 

Göhde, u.a. (1986): Spermatogenesis - an in vivo indicator for ionizing irradiation. In: Kaul u. a. (Hrsg.), 263- 

269 

Goldfinch, E.P. u.a. (Hrsg.) (1993): Solid State Dosimetry. Proc. 10th Int. Conf on Solid State Dosimetry. 

Radiat. Prot. Dosim. 47, (1-4) 

Gründl, J. A.; Gilliam, D. M.; Dudey, N. D.; Popek, R. J. (1975): Measurement of Absolute Fission Rates. 

Nucl. Technol. 25, 237-257 

Guiho, J.-P.; Simoen, J.-P.; Domen, S.R. (1978): Comparison of BNM-LMRI and NBS absorbed dose 

standards for ^Co gamma rays. Metrologia 14, 63-68 

Gunn, S.R. (1976): Radiometric calorimetry: A review. Nucl. Instrum. Methods 135, 251-312 

Harvey, J. A.; Hill, N. W. (1979): Scintillation Detectors for Neutron Physics Research. Nucl. Instr. Meth. 162, 

507-529 

Heide,L.;Bögl,W. (1987): Chemoluminescence dosimetry of accidental gamma and X ray exposure with solid 

substances. Radiat. Prot. Dosim. 19, 35-41 

Hepburn, C.; Windle, A. H. (1980): Review, Solid State Nuclear Track Detectors. J. of Materials Sei. 15,279- 

301 

Hertz, G. (Hrsg.) (1966): Lehrbuch der Kernphysik Bd. I. Experimentelle Verfahren. Hanau: Dausien 

Höfert, M.; Piesch, E. (1985): Neutron Dosimetry with Nuclear Emulsions. Radiat. Prot. Dosim. 10 (1-4), 

189-193 

Holzapfel, G.;Oppermann,K.-G.; Petel,M.; Portal, G. (1980a): Comparative TL-TSEE measurements of 

flame-sintered LiF TLD materials. Nucl. Instr. Meth. 175, 107-108 

Holzapfel, G.; Petel, M.; Wieters, C.-U. (1980b): Optimization of flame sintered AI2O3 exoelectron 

dosimetry materials. Nucl. Instr. Meth. 175, 112-114 

Horowitz, Y. S. (Hrsg.) (1984): Thermoluminescent Dosimetry, Bd. I bis III. Boca Raton, Florida: CRC Press 

Inc. 

Horowitz, Y. S.; Yossian,D. (1995): Computerized Glow Curve Deconvolution. Application to Thermoluminescence 

Dosimetry. Radiat. Prot. Dosim. 60, (1) 

Hübner, W. (1974): Photographische Methoden. In: Jaeger, R.G.; Hübner, W. (Hrsg.): 195-200 

ICRU 14 (1969): Radiation Dosimetry: X-Rays and Gamma Rays with Maximum Energies Between 0.6 and 50 

MeV. ICRU Report 14, Washington: ICRU 

ICRU 17 (1970): Radiation Dosimetry: X-Rays generated at Potentials of 5 to 150 kV. ICRU Report 17, 

Washington: ICRU 

ICRU 34 (1982): The Dosimetry of Pulsed Radiation. ICRU Report 34, Bethesda, Md.: ICRU Publ. 

Ing, H. (1986): The Status of the Bubble-Damage Polymer Detectors. In: Proceedings 13th Intern. Conf on 

Solid State Tract Detectors, Rom, 1985. Nuclear Tracks and Radiation Measurements, Vol. 12, London: 

Pergamon Press 

Jaeger, R. G.; Hübner, W. (Hrsg.) (1974): Dosimetrie und Strahlenschutz. Stuttgart: Thieme 

Jain, V. K. (1982): Thermoluminescence of lithium fluoride. Radiat. Prot. Dosim. 2, 141-167 

Johansson, K. A.; Svensson, H. (1982): Liquid Ionization Chamber for Absorbed Dose Determination in 

Photon and Electron Beams. Acta Radiol. Oncol. 21, 359-367 

Johns, H.E.; Cunningham, J. R. (1983): The Physics of Radiology. Springfield, III.: C.C. Thomas 

Jones, A. R.; Richter, W. (1982): A personnel dosimetry system using sensitised lithium fluoride TLDs. 

Radiat. Prot. Dosim. 3, 135-142 

Kaul, A.; Dehos, A.; Bögl, W.; Hinz, G.; Rossel, F.; Schwarz, E.; Stamm, A.; Stephan, G. (1986): 

Biological Indicators for Radiation Dose Assessment. (Hrsg.): STH-Berichte. München: MMV Medizin 

Kase,K. R.; Bjärngard, B. E.; Attix, F. H. (Hrsg.) (1985, 1987): The Dosimetry of Ionizing Radiation. Vol. 1 

(1985), Vol. 2 (1987). London: Academic Press 

KEG (1977): Radiological protection - 10. Technical recommendations for the use of radiophotoluminescence 

dosimetry in individual monitoring. EUR 5655e. Luxemburg: Kommission der Europäischen Gemeinschaften 

Kemp, L. A. W.; Read, L. R. (1968): An inflated balloon ionization chamber for low energy, low level X-ray 

exposure measurement. Phys. Med. Biol. 13, 451-454 

Kiefer, H.; Piesch, E. (1969): Die Ermittlung der Strahlenqualität und der Dosis von Röntgenstrahlung über 

eine Tiefendosismessung in silberaktivierten Phosphatgläsern. Atompraxis 15, 1-7

Literatur zu 7.4 463 

Knoll, G.F. (1989, 1992): Radiation Detection and Measurement. New York: Wiley 

Kolb, W.; Lauterbach, U. (1974): The improved Scintillation Dosimeter PTB 7201. AED-Conf.-74-725-00, 

Vol. 2, 662-690. Leopoldshafen: Zentralstelle für Atomkernenergie-Dokumentation 

König, W. (1981): A New Automatic Computerised Phosphate Glass Reader Using a Scanning Technique for 

Estimating Dose, Radiation Quality and Direction of Radiation. Radiat. Prot. Dosim. 1, 43-49 

Kottler, W.; Lerch, D.; Kriegseis, W.; Scharmann, A.; Wörner, D. (1980): Evaporated beryllium oxide 

film for TSEE dosimetry, Nucl. Instr. Meth. 175, 101-103 

Kuhn, A. (1969): Halbleiter- und Kristallzähler. Leipzig: Akad. Verlagsges. Geest & Portig 

Lamaze, G. P. (1977): Special Problems with 'Li Glasses. In: NBS, S. 37-42 

Lang, G. (1979): Der heutige Stand der röntgendiagnostischen Bilderzeugung, Teil 1: Röntgenanlagen und 

Einrichtungen. In: Reich, H. (Hrsg.): Med. Phys., 339-347. Heidelberg: Hüthig 

Lemmel, H. D.; McLaughlin, P. K. (1990): ENDF/B - VI Standards Library. Summary and contents and 

documentation. IAEA-NDS-88 (Rev. 2), Wien: IAEA, Nuclear Data Section 

Lo, Y. C.; Apfel,E. (1988): Prediction and experimental confirmation of the response function for neutron 

detection using superheated drops. Phys. Rev. A 38, 5260-5266 

Loevinger, R,; Trott, N. G. (1966): Design and Operation of an Extrapolation Chamber with Removable 

Electrodes. Int. J. Appl. Rad. Isot. 17, 103-111 

Loevinger, R. (1966): Precision measurement with the total-feedback electrometer. Phys. Med. Biol. 11, 267- 

279 

Lorch, T.; Wittier, C.; Frieben, M.; Stephan, G. (1992): Automatische Chromosomendosimetrie. Bericht 

ISH-158/92, Neuherberg: Bundesamt f Strahlenschutz 

Lübbert, K.; Rahim, H. (1985): Energieabhängigkeit des TLD-Ansprechvermögens für energiereiche 

Elektronen. Strahlentherapie 161, 109-112 

Luszik-Bhadra, M. u.a. (1994): A CR-39 track dosemeter for routine individual neutron monitoring. Radiat. 

Prot. Dosim. 55, 285-293 

Ma, Chang-Ming; Nahum, A. E. (1992): Dose Conversion and wall correction factors for Fricke dosimetry in 

high -energy photon beams: analytical model and Monte Carlo calculations. Phys. Med. Biol. 38, 93-114 

Margraf. C.; Bork, K. P. (1991): Konstanzprüfungen an diagnostischen Röntgenanlagen. Z. Med. Phys. 1 (4), 

183-188 

Markus, B. (1975): Eine polarisierungseffekt-freie Graphit-Doppelextrapolationskammer zur Absolutdosimetrie 

schneller Elektronen. Strahlentherapie 150, 307-320 

Maushart, R.; Piesch, E. (1970): Personnel Dosimetry System for External Radiation Exposure. IAEA 

Technical Report Series No. 109, Wien: IAEA 

Matthews, R. W. (1982): Aqueous Chemical Dosimetry. Int. J. Appl. Radiat. Isot. 33, 1159-1170 

McDonald, J. C.; Laughlin, J. S.; Freeman, R. E. (1976): Portable tissue equivalent calorimeter. Med. Phys. 

3, 80-86 

McDonald, J.C., Goodman, L.J. (1982): Measurement of the thermal defect of A-150 plastic. Phys. Med. 

Biol. 27, 229-233 

McKinley, A. F. (1981): Thermoluminescence Dosimetry. Bristol: Adam Hilger 

McLaughlin, W. L. (1974): Solid-Phase Chemical Dosimeters. In: Gaughran u. Goudie (Hrsg.): 219-253 

Nahum, A. E.; Svensson, H.; Brahme, A. (1981): The ferrous sulphate g-value for electron and photon 

beams: A semi-empirical analysis and its experimental support. In: Booz, J. u.a. (Hrsg.): Proc. 7th Symp. on 

Microdosimetry, Bd. 2, S. 841-851, EUR 7147. Chur: Harwood Academic Publ. 

NBS (1977): Neutron Standards and Applications. NBS Special Publ. 493. Washington, D.C.: U.S. Department 

of Commerce, National Bureau of Standards 

Neuert, H. (1966): Kernphysikahsche Meßverfahren zum Nachweis für Teilchen und Quanten. Karlsruhe: 

Braun 

Niatel, M.-T.; Loftus, T.R; Oetzmann, W. (1975): Comparison of Exposure Standards for «"Co Gamma 

Rays. Metrologia 11, 17-23 

Oed, A. (1988): Position-sensitive detector with microstrip anode for electron multiplication with gases. Nucl. 

Instr. and Meth. A263, 351-359 

Panzer, W.; Regulla, D. (1976): Festkörperdosimetrie im medizinischen Bereich I. Dosimetrische Grundlagen. 

Röntgenpraxis 29, 154-162 

Paic, G. (1988): Ionizing Radiation: Protection and Dosimetry, 253 S. Boca Raton, FL: CRC Press 

Petterson, C.; Hettinger, G. (1967): Dosimetry of High-Energy Electron Radiation Based on the Ferrous 

Sulphate Dosimeter. Acta Radiol. Ther. Phys. Biol. 6, 160-176


Piesch, E. (1980): Dosimetrische Verfahren zur Messung niedriger und hoher Strahlendosen. Chemiker-Z. 104, 

115-133 

Piesch, E.; Burgkhardt, B.; Vilgis, M. (1993): Progress in Phosphate Glass Dosimetry: Experiences and 

Routine Monitoring with a Modern Dosimetry System. Radiat. Prot. Dosim. 47, 409-414 

Portal, G.; Scharmann, A. (Hrsg.)(1983): Proc. 7th Int. Conf on Exoelectrons. Radiat. Prot. Dosim. 6, (1-4) 

Preston, H. E. Gill, D.W. (1982): The personal dosimetry service at AEE Winfrith based on the use of 

thermoluminescent LiF/PTFE. Radiat. Prot. Dosim. 3, 143-159 

Rassow, J. (1980): Physikalisch-methodische Grundlagen der Strahlentherapie. In: Scherer, E. (Hrsg.): 

Strahlentherapie. 1-95. Berlin, Heidelberg, New York: Springer 

Rassow, J.; Strüter, H.-D. (1971): Beitrag zur Filmdosimetrie energiereicher Strahlen. Strahlentherapie 141, 

336-345 

Regulla, D. F.; Deffner, U. (1982): Dosimetry by ESR Spectroscopy of Alanine. Int. J. Appl. Radiat. Isotopes 

33,1101-1114 

Reich, H. (Hrsg.) (1990): Dosimetrie Ionisierender Strahlung. Stuttgart: Teubner 

Rikner, G.; Grusell, E. (1983): Effects of radiation damage on p-type silicon detectors. Phys. Med. Biol. 28, 

1261-1267 

Rikner, G. (1985a): Characteristics ofap-Si detector in high energy electron fields. Acta Radiol. Oncol. 24,71- 

74 

Rikner, G. (1985b): Characteristics of a selectively shielded p-Si detector in 60-Co and 8 and 16 MV x-ray 

radiation. Acta Radiol. Oncol. 24, 205-208 

Rikner, G.; Grusell, E. (1985): Selective shielding of a p-Si detector for quality independence. Acta Radiol. 

Oncol. 24, 6-70 

Rikner, G.; Grusell, E. (1987): Patient dose measurements in photon fields by means of Silicon semiconductor 

detectors. Med. Phys. 14, 870-873 

Roos, M.; Hohlfeld, K. (1987): Einsatz des Wasser-Energiedosis-Kalorimeters bei verschiedenen Bestrahlungsbedingungen. 

In: Bergmann, H. (Hrsg.): Medizinische Physik 87, 356-363, Wien 

Roos, M.; Hohlfeld, K. (1992): An Experimental Method for Determining the Heat Defect of Water Using 

Total Absorption of High-energy electrons. Metrologia 29, 59-65 

Ross, C. K.; Klassen, N. V.; Smith, G. D. (1984): The effects of various dissolved gases on the heat defect of 

water. Med. Phys. 11, 653-658 

RÖV (1987): Verordnung über den Schutz vor Schäden durch Röntgenstrahlen (Röntgenverordnung - RöV). 

Bundesgesetzblatt Teil I, 114-133 

Sauter, E. (1983): Grundlagen des Strahlenschutzes, 2. Aufl. München: Thiemig 

Scharmann, A.; Kriegseis, W. (1986): Present state of the art of TSEE dosimetry. Radiat. Prot. Dosim. 17, 

359-366 

Selbach, H.J.; Hohlfeld,K.; Kramer, H. M. (1984): Radiation characteristics of depth dose equivalent 

meters. In: Kant, A.; Neider, R. u.a. (Hrsg.): Radiation - Risk - Protection, 6th Int. Congr. IPRA, Vol. Ill, 

1178-1180. Würenlingen: Fachverband Strahlenschutz 

Schneider, W. (1973): Neutronenmeßtechnik. Berlin, New York: de Gruyter 

Schneider, M. K. H (1994): Intercomparison of dose determination as a means of dose quality assurance in 

hospital dosimetry. In: Proc. of Int. Symp. on Assurance in Dosimetry. IAEA-SM-330/47, 141-150, Wien: 

IAEA 

Seligmann, H.; McLaughlin, W. L. (Hrsg.) (1989): ESR Dosimetry and Applications. Int. J. Radiat. Appl. 

and Instrumentation, Part A, Vol. 40, 829-1231 

Spanne, P. (1979): Thermoluminescence Dosimetry in the nGy Range. Acta Radiol. Suppl. 360 

Stephan, G. (1979): Spezielle biologische Indikatorsysteme und deren Aussagekraft. In: Stieve, FE.; 

Möhrle, G. (Hrsg.): Strahlenschutzkurs für ermächtigte Ärzte, 171-181. Berlin: Hildegard Hoffmann 

Stephan, G. (1983): Biologische Dosimetrie. In: Schütz, J. (Hrsg.): Medizinische Physik 1983, 319-330, 

Heidelberg: Hüthig 

TLD Seminar (1985): Beiträge verschiedener Autoren. Strahlentherapie 161, 67-112 

Straume, T.; Lucas, J.N.; Tucker, J.D.; Bigbee, W. L.; Langlois, R.G. (1992): Biodosimetry for a 

Radiation Worker using Multiple Assays. Health Physics 62, 122-130 

StrISchV (1989): Verordnung über den Schutz vor Schäden durch ionisierende Strahlen (Strahlenschutzverordnung 

- StrISchV). Bundesgesetzblatt Teil I, 1321 

Strüter, H. D. (1971): Eigenschaft von LiF-Thermolumineszenzdetektoren bei der Dosimetrie energiereicher 

Strahlen. Strahlentherapie 142, 174-182

Kapitel 7.4: Nachweismethoden für ionisierende Strahlung - PTB

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