MAGSPEKTROSZKÓPIAI VIZSGÁLATOK

Átírás

1 MAGSPEKTROSZKÓPIAI VIZSGÁLATOK A magfizikai kutatások, az alkalmazott magfizika és izotóptechnika egyik leggyakrabban előforduló feladata radioaktív sugárzások, elsősorban gamma és béta részecskék energia eloszlásának kísérleti meghatározása. Igen sok esetben ugyanis az aktív magokból kibocsátott részecskék energiája, ill. energia eloszlása (energiaspektruma) hordozza a kísérletező számára fontos információt. Radioaktív sugárzások energia eloszlásának mérésére több különböző elven működő detektortípust dolgoztak ki, melyek tényleges felépítésükben, természetesen figyelembe veszik, hogy a vizsgálni kívánt sugárzás milyen tulajdonságú részecskékből áll. Így a sugárzás és a detektor anyaga közötti eltérő kölcsönhatásnak megfelelően más és más detektorokat kell alkalmazni az alfa, béta, vagy gamma sugárzások mérése esetén. De még egy sugárzásfajta esetén is lényeges különbség lehet az alkalmazható detektorok között aszerint, hogy alacsony, vagy nagyenergiájú sugárzást vizsgálunk. Ebben a mérésben a gamma- és béta-spektroszkópia gyakorlatának alapjaival ismerkedünk meg. Mind a gamma, mind a béta-spektroszkópiai méréseknél energia szelektív számlálótípust, szcintillációs számlálót és félvezető detektort alkalmazunk. A mérési feladatok a szcintillációs detektorokkal történő energiaeloszlás-mérés gyakorlatának bemutatását, és a felvett gamma és bétaspektrumok kiértékelésének terén való tapasztalatszerzést, valamint tiszta germánium félvezető detektorral való megismerkedést tűzik ki célul. A detektorok működésének és az egyes típusok felépítésének tárgyalásánál a Magfizika Laboratóriumot megelőző Magtechnika előadás részleteiben foglalkozik. 1. A szcintillációs számlálók Ismételjük át röviden a szcintillációs mérőfejekre vonatkozó legalapvetőbb ismereteket! A szcintillációs detektorok fő részei a szcintillátor, a fotoelektron-

2 sokszorozó, az erősítő és a jelfeldolgozó rendszer. A szcintillátorból (másnéven foszforból) a vizsgálandó sugárzás fénykvantumokat vált ki. A fotonok átlagos energiája 3 ev körül, tehát a látható fénytartományban van. A szcintilláló anyagot reflektáló felületekkel veszik körül, úgy, hogy a keletkezett fotonoknak lehetőleg minél nagyobb része a szcintillátorhoz fényillesztéssel csatlakozó fotoelektronsokszorozó fotókatódjára jusson. A fotokatódon a fotonok kb. 10 % hatásfokkal fotoelektronokat keltenek. A fotoelektronsokszorozó csőben elhelyezett elektródarendszer a másodlagos elektronok kibocsátásával több lépésben megsokszorozza a fotoelektronok számát. A fotoelektronsokszorozó anódjára érkező áramimpulzus a sokszorozó elektródákra (dinódákra) kapcsolt gyorsítófeszültségek meghatározott tartományában arányos a fotokatódon keltett fotoelektronok számával. A szokásos szcintillációs detektorokban 1-2 V-os feszültségimpulzusok kényelmesen előállíthatóak a detektor kimenetén. Ez általában szoros erősítésnek felel meg. A jelek legtöbbször további erősítés és jelalak-formálás után kerülnek a jelfeldolgozó rendszerbe, mely a jelek nagysága szerinti válogatást végzi. A különböző célokra kifejlesztett szcintillációs detektorok egymástól általában az alkalmazott szcintillátor anyagában és méreteiben térnek el. A kis áthatolóképességű töltött részecske sugarakhoz (alfa, bétasugárzás stb..) vékony szcintillátorokat használunk, míg a nagy áthatolóképességű gamma--kvantumok detektálására (a hatásfok növelése érdekében) lehetőleg nagyméretű szcintillátorokat alkalmaznak. 2. Gamma spektroszkópiai mérések A gamma kvantumok közvetlenül nem hoznak létre felvillanásokat a szcintillátorban. A szcintilláló anyag és a gamma sugárzás kölcsönhatása során először nagyenergiájú elektronok keletkeznek, melyek lefékeződése kiváltja azt a jelenségsort, mely a szcintillációhoz vezet. A szcintilláció során keletkezett fotonok száma természetesen a fotonokat kiváltó másodlagos nagyenergiájú elektronokkal van kapcsolatban. Így a detektor jeleiből is csak áttételesen következtethetünk az eredeti sugárzás energiaeloszlására. A gamma fotonok és az anyag (így a szcintillációs kristály) kölcsönhatásának három módja lehetséges:

3 - a fotoeffektus, melynek során a gamma kvantum energiáját egy lépésben átadja egy erősen kötött (általában K héjon levő) elektronnak. - a Compton-effektus az atomok külső héjában levő elektronok és a gamma kvantumok ütközési kölcsönhatása. A szóródási esemény során a gamma kvantum energiája és impulzusa egy részét átadja a vele kölcsönhatásba lépő elektronnak. - a.párkeltés: 1,02MeV körüli energiák felett az atommagok elektro-mágneses terével való kölcsönhatáskor a gamma kvantum megsem-misülhet úgy, hogy egy elektron-pozitron párt kelt az energia- és im-pulzusmegmaradásnak megfelelő kinetikus energiákkal. A fotoeffektus során keltett elektron kinetikus energiája a kötési energiával kisebb, mint az elsődleges gammakvantumé. Mivel nagyméretű szcintilláló kristály esetén az elektron kilökését követő röntgensugárzás nagy valószínűséggel még a kristályon belül újabb fotoeffektussal átadja energiáját egy másik elektronnak (mely az első elektronnal gyakorlatilag egyidejűleg szintén felvillanást kelt), a fotoeffektushoz tartozó detektorjel egyértelmű kapcsolatban áll a bejött gamma kvantum energiájával. A fotoeffektus valószínűsége a rendszám ötödik hatványával arányos. Ez az oka annak, hogy gamma sugárzás detektálásához elsősorban a kiváló szcintillációs tulajdonságokkal is rendelkező, ugyanakkor nagyrendszámú elemeket tartalmazó NaI(Tl) kristályokat alkalmazzák. Az NaI(Tl) kristály abszorpciós együtthatóit a különböző kölcsönhatásokra és ezek eredőjére a gamma energia függvényében az 1. ábrán mutatjuk be.

4 1. ábra A NaI(Tl) kristály abszorpciós együtthatója a gamma kvantumok energiájának függvényében A 2. ábrán monoenergetikus gamma sugárzás NaI(Tl) detektorral felvett tipikus jelspektrumát ábrázoltuk. A sugárzást a cézium-137 izotóp bocsátotta ki (bomlássémáját l. 2. ábra). A preparátum 662 kev energiájú gamma kvantumai a kölcsönhatás Compton-, vagy fotoeffektus jellegének megfelelően hozták létre a 2 ábrán látható spektrumot.

5 2. ábra 137 Cs preparátum ( φ 50 x 32 mm) NaI(Tl) szcintillációs detektorral felvett differenciális spektruma. (A behúzott görbe a mérési pontok áttekintését segíti.) A legnagyobb amplitúdójú jelek felöl a legkisebb felé haladva először a fo-tocsúcsot (helyesebben a teljes energiájú csúcsot) láthatjuk, melynek kiszélesedése statisztikus folyamatokkal magyarázható. Bal felé a következő szaggatott vonal a 180 -os Compton-szóráshoz tartozó maximális kinetikus energiájú elektronok által keltett jelek helyét mutatja. Az ezekhez tartozó szórt gamma kvantum újabb kölcsönhatás nélkül elhagyta a detektor érzékeny térfogatát. A Compton-él nem éles letörését szintén statisztikus jelenségekkel értelmezhetjük. Ismét bal-felé haladva a folytonos Compton-hát következik. Kisebb energiákon még két csúcsszerű szerkezet jelentkezhet a spektrumban. A nagyobb amplitúdójú az un. visszaszórási csúcs. Ezt a csúcsot azok a szórt gamma kvantumok keltik fotoeffektussal, melyek előzőleg kölcsönhatás nélkül keresztülhaladtak a szcintillátoron, majd a detektor (vagy egyéb tárgy) anyagában Compton-szóródtak és így jutottak vissza a detektorba. Ilyenkor természetesen a meglökött elektronok nem keltenek felvillanást. Mivel a detektor mögött levő anyagból csak azok a gamma kvantumok kerülhetnek vissza a szcintillátorba, melyek az elektronokon közel 180 -

6 ban, tehát visszafelé szóródtak, a gamma kvantumok nagyjából egyenlő energiájúak, tehát csúcsot hoznak létre. Könnyen belátható, hogy a visszaszórási csúcshoz és a Compton-élhez tartozó energiák összege a fotocsúcs energiáját adja ki. A visszaszórási csúcs alatt esetleg megjelenő csúcs a Cs-137 izotóp belső konverziója miatt fellépő karakterisztikus röntgen sugárzásnak felel meg.

7 Mérési feladatok γ spektroszkópiához: A méréseket a kiadott NaI(Tl) mérőfejjel ellátott számítógéphez csatolt analizátorral végezzük. A berendezés leírását a jegyzet függelékében megtalálhatjuk. 1. Ismerkedjen meg a berendezéssel! Állítsa össze a berendezést és helyezze el a preparátumot a védelemként is szolgáló ólom kollimátorban! Figyelem! A mérésnél használt preparátumok aktivitása kb. 1MBq. A méréseket gondosan végezzük, tartsuk be a radioaktív mérésekre vonatkozó előírásokat! A kollimátort úgy helyezzük el, hogy a kilépő sugárzás sem bennünket, sem a közelben dolgozó kollégáinkat ne érhesse! 2. A mérőberendezés bekapcsolása után közvetlenül végezzük el a müszer ellenőrzését, majd ezt az ellenőrzést a műszer bemelegedése után (kb. 10 perc múlva) ismételjük meg! A szcintillációs számlálókkal végzett munkáknál rendkívül fontos annak eldöntése, hogy a berendezés elegendően stabil-e. Különösen zavaró hibákat okozhat pl. az elektronsokszorozókra adott nagyfeszültség ingadozása, mely a jelnagyságokat időlegesen akár nagymértékben is megváltoztatja. Ugyanakkor a berendezés hibás voltának eldöntése nem mindig egyszerű feladat, hiszen lehetséges, hogy látszólag rendesen számol, csak a beütésszámok a statisztikus hibákon túlmenően is ingadoznak. Ezért a berendezéseket mérés előtt, vagy hiba gyanúja esetén mindig ellenőrizni kell. Ilyen ellenőrzést demonstrál a jelen mérési feladat. Beállított számlálóval sokszor (p=15-20-szor) egymás után (pl. 10 sec - 1 perc időtartamú) impulzusszám-méréseket végzünk (n i,). Ezek átlaga: p ni i= n = 1 p (1)

8 ahol p a mérések száma. A mérések relativ szórásnégyzete: s 2 = p i= 1 ( n i n p 1 ) 2 (2) Csak statisztikus okokból fellépő ingadozás van, ha 2 s n n 2 p 1 (3) Képezzük a 2 s n K = (4) 2 n p 1 mennyiséget! Jó készüléknél nagyon valószínűtlen, hogy K nagyobb legyen 3-nál, sőt a készülék akkor is gyanús, ha több mérési sorozatból képezett K értékek közül több, mint 10 közül egy nagyobb, mint Vegyük fel Co-60 és Na-22 spektrumát. Határozzuk meg az egyes csúcsok helyét, majd csináljunk kétpontos energia kalibrációt az ismert energiák alapján. (Cs-137: 662keV, Co-60: és 1.333MeV, Na-22: 511keV és 1275keV). A jegyzőkönyvben egy pontosabb, mind az öt helyet használó energiakalibrációt végezzünk, és ábrázoljuk a csúcshelyenergia függvényt. 4. Végezzünk el három egyenként perces mérést KCl-ben dúsított konyhasó mintán. Határozzuk meg a K-40

9 gamma energiáját és a teljes energiájú csúcs területét Tiszta nem analítikai tisztaságú mintán a K-40 gamma energiájánál a csúcsterületet. Itt és a következőben használjuk a KCl-nél használt csúcskijelölési paramétereket! Háttér mérést végezve határozzuk meg a K-40 energiánál kapott csúcsterületet. Magyarázzuk meg a kapott területeredményeket. 3. Béta spektroszkópiai mérések A gyenge kölcsönhatással alacsonyabb energiájú állapotukba jutó atommagok bomlásának három típusát különböztetjük meg: a negatív béta-bomlást, a pozitív béta-bomlást és az elektronbefogást. Az első esetben az atommagból egy elektron és egy antineutrinó, a második esetben egy pozitron és egy neutrinó lép ki. Az elektronbefogásnál a gerjesztett atommag a K héjról befog egy elektront, miközben egy neutrinót bocsát ki. A pozitív és a negatív bétabomlás során az atommagot elhagyó pozitronok, ill. elektronok energiaeloszlása folytonos, mivel a kvantumátmenet energiája köztük és az őket kísérő neutrinók (antineutrinók) között oszlik meg. Az energiaeloszlást a következő formulával adhatjuk meg: N ± 2 2 ± ( E) = Kp( E + m c )( E E) F ( Z, ) ( E) (5) 0 m E Itt N ± (E) a mért energiaeloszlás pozitronok (+), ill. elektronok (-) esetében, p a részecske impulzusa, E a kinetikus energia, E m a 2 kvantumátmenet teljes energiája, m 0 c pedig az elektron nyugalmi ± energiája. A formulában szereplő F ( Z, E) Fermi-fiiggvény a Ze töltésű atommag Coulomb hatását írja le az E energiával kirepülő részecskére. Sn(E) a béta átmenet tiltottságát figyelembe vevő korrekciós függvény (n a tiltottság fokára utal). Megengedett átmenetre (n=0) S 0 (E) = 1. Jelentse W a detektált részecske teljes energiáját az elektron nyugalmi tömegének (m 0 c 2 = 0,511 MeV) megfelelő egységekben, W m S n

10 pedig a maximális kinetikus energiájú részecske energiáját ugyanilyen egységekben: E m E W = +1, és W 1 m 2 m = + 2 0c m 0c I. TÁBLÁZAT A módosított Fermi-függvény értékei p A táblázat a módosított G = F( Z, E) függvény értékeit tünteti fel az W elektron p impulzusának függvényében a 90 Sr , a Cs 81Tl izotópokra. Válasszunk olyan mértékrendszert, melyben az elektron nyugalmi tömege és a fénysebesség egységnyi! Ekkor a részecske impulzusa: Vezessük még be a módosított Fermi-függvényt! p 2 = G = p W W 2 1 F( Z, E) Az előbbiek felhasználásával az (1) összefüggés a következő alakban irhatő: N GW / = K ( W 2 m W ) S n

11 P Sr 55Cs 81Tl 0,0 2,848 6,591 26,65 0,1 2,845 6,582 26,59 0,2 2,835 6,552 26,40 0,3 2,825 6,506 26,11 0,4 2,822 6,448 25,72 0,5 2,830 6,387 25,27 0,6 2,844 6,329 24,77 0,7 2,862 6,275 24,25 0,8 2,881 6,224 23, ,898 6,177 23, ,913 6,132 22,70 1,2 1,4 2,937 2,951 6, ,75 20,88 1,6 2,958 5,886 20,10 1,8 2,960 5,812 19,40 2,0 2,958 5,742 18,75 2,2 2,954 5,675 18, ,6 2,948 2,941 5,612 5,553 17,67 17,19 2,8 2,933 5,496 16,65 3,0 2,925 5,443 16,35 3,5 2,904 5,323 15,47 4,0.2,884 5,217 14, ,864 5, ,0 2,845 5, , ,895 12,67 7,0 2,781 4,774 11,95 8,0 2,754 4,671 11,36 9,0 2,731 4, ,0 2,656 4,311 9,426 15,0 2.62Y 4,209 8,920 A baloldalon álló számított mennyiséget a W függvényében ábrázolva megengedett bomlás (S =1) esetén egy egyenest kapunk. Ez a Ferml-Kurie egyenes, amely a vízszintes tengelyt a W m értéknél metszi.

12 Innen a kvantum energiája leolvasható. Több béta bomlás együttes detektálásakor a Fermi-Kurie görbén törések jelentkeznek. Ekkor a kiértékelést a legnagyobb energiájú bomlással kezdve annak Fermi-Kurie egyenesét levonhatjuk a spektrumból, és így a következő alacsonyabb energiájú béta-bomlás maximális energiáját a visszamaradó részből meghatározhatjuk. A mérések során elektronokat kibocsátó béta instabil izotópokkal foglalkozunk (Sr-90, Cs-137). Mindkét átmenet első rendben tiltott (gondoljunk a hosszú felezési időkre és a viszonylag nagy kvantumenergiára ld. bomlássémák). Mindegyik esetben igaz viszont, hogy az S (E) függvény jó közelítésben konstans. A mérésekhez szcintillációs detektort használunk. A vékony szcintilláló kristályt alumínium fólia védi meg a fénytől, mely a kristály felvillanásait feldolgozó elektronsokszorozót üzem közben tönkre tenné. A fóliának az elektronok kis hatótávolsága miatt természetesen igen vékonynak kell lennie. Mérési feladatok béta spektrumok kiértékeléséhez: 1. Béta sugárzó Cs-137 preparátum segítségével kalibráljuk a béta spektroszkópot! A kalibrációhoz a Ba-662 kev gerjesztett állapotából kibocsátott konverziós elektronokat használjuk fel. A béta-spektrométer jeleit a sokcsatornás analizátorként működtetető számítógéppel dolgozzuk fel. A számítógép kezelésével kapcsolatban lásd a mérés végén lévő függeléket. A spektrum alapján határozzuk meg a Cs-137 bomlási energiáit természetesen feltételezve, hogy a belső konverzióból adódó spektrumrésznek semmi köze a béta bomláshoz! Gondoljunk a kiértékelés során arra, hogy a spektrumban a beütésszámok néhány ezertől néhány tízig változnak így az egyes pontok szórása függ a beütésszámtól! 2. Vegyük fel vagy a 90 Sr béta-spektrumát, és értékeljük ki!

13 Bomlássémák: 3. ábra. A 137 Cs bomlássémája. A Cs-ból 94.4%-ban a Ba 662keV-es energiájú energiaszintje gerjesztődik, de innen csak 85.1% valószínűséggel következik gamma foton kibocsátása, a hiányzó részben belső konverziós elektron jelenik meg. 4. ábra. A 60 Co bomlássémája. Itt gyakorlatilag két gamma foton jelenik meg: =1172keV energiájú, és lényegében ezzel egy időben egy 1332keV energiájú.

14 5. ábra. A 22 Na bomlássémája. Az átalakuláskor a pozitron bomlás dominál. 5. ábra. A 90 Sr bomlás sémája. Itt láthatóan két különböző energiájú béta részecske jelenik meg.

15 4. Kőzetminta uránkoncentrációjának vizsgálata. (Demonstrációs mérés) A Föld felszíni rétegeiben elterjedten találhatók a tórium és az urán izotópjai. A talaj átlagos urántartalma 8 mg/kg érték, de ez vulkanikus hegységek közelében megemelkedhet. Ismertek híresen magas urántartalmú ill. tórium felszíni kőzetek, pl. az indiai Kerala tartományban. Magyarországon is több helyen találhatunk az átlagosnál magasabb radioaktivitású talajokat. Elsősorban andezit vagy gránit alapú lekopott hegységeink közelében szokásosak, mint például a Velenceihegység, Mecsek stb. A felszíni radioaktivitás forrása ezeken kívül a kálium 40-es izotópja, melynek gyakorisága a kálium atomok 0,01%-a. Szinte minden talajmintában kimutatható a radioaktív kálium jelenléte. A talajminták radioaktivitásának vizsgálata több okból is érdekes lehet. Az urán radioaktív családjának - a bomlási sorának - eleme a radioaktív nemesgáz radon. Ez kiléphet a kőzetből, a talaj pórusain keresztül a levegőbe jut, és felhalmozódik az épületek légtereiben. A magas radon koncentrációjú légterek elkerülése végett a talajt már az építkezés előtt szokás vizsgálni. A környezeti minták másik nagy csoportja a salakanyagok, pl. kohósalak. A szénkitermelés miatt kibányászott kőzeteknek marad mellékterméke az energiatermelési folyamatok után. Ezekben az anyagokban a természetes közegben még kis koncentrációjú radioaktív elemek feldúsulnak. Az ilyen salakanyag gyakran használatos olcsó építőipari alapanyagként, de később a falak emiatt radioaktívabbak lesznek, vagy belőlük nagyobb radon fluxus tölti fel a légtereket. A kőzetek magas urán- vagy tórium tartalma a felszín alatti kőzetekről is hordoz információt. Az említett radioaktív anyagok gammasugárzása a fontos. Az urán és tórium leányelemei között előfordulnak alfa- és béta-bomló izotópok is, de ezek a sugárzások rögtön a talajban vagy más anyagban el is nyelődnek. Csak a gammasugárzás lép ki, és ezért egyrészt ez

16 veszélyeztet, másrészt csak ezt a sugárzást tudjuk detektálni. A minták kálium-, tórium- és urántartalmának meghatározása gamma-spektroszkópiával történik. A detektor egy nagy tisztaságú germánium félvezető detektor, melynek nagy rendszáma miatt a környezeti gamma-sugárzás nagy valószínűséggel szenved fotoeffektust a detektorban ezzel a teljes energiáját benne hagyja. A félvezető detektorok energia felbontóképessége is kimondottan jó, így ez a két tulajdonság teszi őket alkalmassá erre az analitikai feladatra. A mérés során a minta gamma-sugárzásának energiaspektrumát kell felvenni, miután egy ismert összetételű forrással elvégeztük az energia kalibrációt. Az energiaspektrumban karakterisztikus energiáknál éles Gauss-görbe alakú csúcsokat detektálhatunk, melynek területe az adott elem koncentrációjával függ össze. Egyenes arányosságról a minta önelnyelődése és a detektor energiafüggő hatásfoka miatt nem beszélhetünk. Mindkét tényező azonban kimérhető, és detektorunk esetében ismert függvények. A minta önárnyékolása függ a minta összetételétől (átlagrendszámától), ezért ezt a faktort minden minta esetén újra kell számolni. Ezt a feladatot egy számítógépes program végzi. A program véletlenszerű helyen és irányban elindít egy adott energiájú gammasugárzást, és követi ennek az anyaggal történő kölcsönhatását az adott geometriának megfelelően, és végigszámolja, az elnyelődés valószínűségét. A mérést nagytisztaságú germánium-detektorral végezzük. A félvezető detektorban a radioaktív sugárzás hatására a leadott energiával arányos számú szabad elektron indul el a pozitív oldal fele, és ugyanennyi pozitív ion indul a negatív oldalra. A leadott energiát így a detektor elektronikus jelének nagyságából egy amplitúdó analizátor határozza meg. A mérés menete: Energia szerinti kalibráció ismert izotópokkal A minta mérése ismert ideig (10-15 perc).

17 Csúcsterület meghatározása néhány energián, így pl. a. 214 Pb kev energiájú intenzitású valamint kev energiájú intenzitású vonala. b. 214 Bi kev energiájú, intenzitású vonala A DECAY program alapján meghatározni, miből származnak e vonalak E vonalakra -- feltételezve, hogy a minta 2,5cm sugarú, 5 cm magasságú henger, meghatározzuk a csúcshatásfokot Feltételezve, hogy a mintában beállt a szekuláris egyensúly, becsüljük meg a mintában az egyes magok aktivitását, valamint a bomlásra kész 214 Bi, illetve 214 Pb magok számát, továbbá a 238 U magok számát. ( λ 1 N 1 = λ 2 N 2 = = λ n N n ) Az 238 U és leányelemeinek felezési ideje (T 1/2 amiből λ = ln(2) / T 1/2 ): i. 238 U : 4.468*10 9 év ii. 234 U : 2.445*10 5 év iii. 230 Th: 7.700*10 4 év iv. 226 Ra: 1600 év v. 214 Pb: 26.8 perc vi. 214 Bi: 19.9 perc Az időket át kell számítani másodpercre, hogy az aktivitásokat és a bomlásra képes részecskeszámokat helyesen kapjuk meg! Függelék Az analizátor-kártya használata. Felsoroljuk az vezérlő utasítás közül azt a néhányat, melyre valójában szükség van a mérés közben. ALT/F4: Törli a kijelölt szektort F1: Indít egy mérést a látható szektorba. F2: Leállítja a folyó mérést

18 F3: Felcseréli a két lehetséges szektort. (Csak álló üzemben működik) F5: Mérési idő beállítása. Méréseinkben kapcsoljuk ki a mérési időt és F1-F2-vel vezéreljük a mérést, ha csak a spektrum alakja lényeges, vagy az élő idő intervallumos beállítást használjuk. E: Két pontos energia kalibráció. Ezt megelőzően két ismert energiájú csúcs helyét meg kell határoznunk. Ezután az E lenyomása után a program megkérdi a kisebb csatornaszámon levő csúcs helyét (csak egész számot írhatunk be 1 és a maximális csatornaszám között, ez esetünkben 512), majd energiáját (itt törtszámot is megadhatunk), utána a magasabb energiájú hely és energia megadása következik. Ezután az Y lenyomásával elfogadhatjuk a csatornaszám függvényében lineáris energia kalibrációt. L és R: A pozicionáló helyre egy markert tesz, L: bal marker, R: jobb marker. Ezzel kijelölhetjük a spektrum egy részét. A markerek kezdetben a teljes spektrumot kijelölik. Változtatáskor a jobb marker helye nagyobb esetleg egyenlő kell legyen, mint a bal marker helye! A markerek változtatásig megmaradnak! Ez az opció csak álló helyzetben működik! A: Meghatározza a bal- és jobb markerek által kijelölt részbe eső beütésszámok összegét (TOTAL), valamint egy becsült csúcsterületet. Jelen mérésünkben mindig a TOTAL területet használjuk! + ill. -: a jobboldali számbillentyűzeten: a pozicionáló körül nagyít ill. kicsinyít. F: A teljes spektrumot ábrázolja. ALT/T: Elmenti a mért látható spektrumot. A fájl neve maximum 8 tetszőleges, DOS kompatíbilis alfa-numerikus karakterből állhat, a név kiegészítés automatikusan.spm. A fájl egyszerű szerkezetű, ASCII karakterekből áll. Az első érték a spektrum hossza (esetünkben 512), ezután következik az 512 darab mért beütésszám, minden szám külön sorban. A végén következik egy sorban a két kalibrációs konstans (tengelymetszet és meredekség) és a választott kalibrációs energia egysége (ev, kev, MeV). SHIFT/Y: Analizálás közben a látható spektrumrészben Y irányban állandóan újra normál. (Alaphelyzet).

19 Y: Eztán a függőleges nyilakkal nagyíthatjuk (kicsinyíthetjük) a spektrum látható részét Y irányban. ALT/Y: Logaritmikus Y irányú ábrázolás. Q: Kilépés az analizátor üzemmódból. Lehetőség nyílik új csatornaszám beállítására, a diszkre mentett spektrumok vizsgálatára stb. Ismételt Q esetén kiléphetünk az analizáló programból.