Centelleo (física)

Producción de luz debido a la absorción de fotones o partículas de alta energía.

En física de la materia condensada , el centelleo ( / ˈ s ɪ n t ɪ l eɪ ʃ ən / SIN -til-ay-shun ) es el proceso físico en el que un material, llamado centelleador , emite luz ultravioleta o visible bajo excitación de fotones de alta energía . ( rayos X o rayos gamma ) o partículas energéticas (como electrones , partículas alfa , neutrones o iones ). ^{[1] [2]} Véase centelleador y contador de centelleo para aplicaciones prácticas. ^{[3] [4]}

Descripción general

El centelleo es un ejemplo de luminiscencia , mediante el cual se emite luz de un espectro característico tras la absorción de radiación . El proceso de centelleo se puede resumir en tres etapas principales: (A) conversión, (B) transporte y transferencia de energía al centro de luminiscencia y (C) luminiscencia. ^{[1] [2] [5]} La radiación emitida suele ser menos energética que la radiación absorbida, por lo que el centelleo es generalmente un proceso de conversión descendente.

Procesos de conversión

La primera etapa del centelleo, la conversión, es el proceso en el que el centelleador absorbe la energía de la radiación incidente y se crean electrones y agujeros de alta energía en el material. El mecanismo de absorción de energía por parte del centelleador depende del tipo y la energía de la radiación involucrada. Para fotones altamente energéticos como los rayos X (0,1 keV < < 100 keV) y los rayos γ ( > 100 keV), tres tipos de interacciones son responsables del proceso de conversión de energía en el centelleo: absorción fotoeléctrica , ^[6] dispersión de Compton , ^[7] y la producción de pares , ^[8] que sólo ocurre cuando > 1022 keV, es decir, el fotón tiene suficiente energía para crear un par electrón-positrón. ${\displaystyle E_{\gamma }}$ ${\displaystyle E_{\gamma }}$ ${\displaystyle E_{\gamma }}$

Estos procesos tienen diferentes coeficientes de atenuación , que dependen principalmente de la energía de la radiación incidente, del número atómico medio del material y de la densidad del material. Generalmente la absorción de radiación de alta energía se describe por:

${\displaystyle I=I_{0}\cdot e^{-\mu d}}$

donde es la intensidad de la radiación incidente, es el espesor del material y es el coeficiente de atenuación lineal, que es la suma de los coeficientes de atenuación de las distintas contribuciones: , que se explicará a continuación. ${\displaystyle I_{0}}$ ${\displaystyle d}$ ${\displaystyle \mu }$ ${\displaystyle \mu =\mu _{pe}+\mu _{cs}+\mu _{pp}+\mu _{oc}}$

A energías de rayos X más bajas ( 60 keV), el proceso más dominante es el efecto fotoeléctrico, donde los fotones son absorbidos completamente por los electrones ligados al material, generalmente electrones del núcleo en la capa K o L del átomo, y luego expulsado, lo que lleva a la ionización del átomo huésped. La contribución del coeficiente de atenuación lineal para el efecto fotoeléctrico viene dada por: ^{[6] [9]} ${\displaystyle E_{\gamma }\lesssim }$

${\displaystyle \mu _{pe}\propto {\rho Z^{n} \over E_{\gamma }^{3.5}}}$

donde es la densidad del centelleador, es el número atómico promedio, es una constante que varía entre 3 y 4, y es la energía del fotón. A bajas energías de rayos X, se prefieren los materiales centelleadores con átomos con números atómicos y densidades elevados para una absorción más eficiente de la radiación incidente. ${\displaystyle \rho }$ ${\displaystyle Z}$ ${\displaystyle n}$ ${\displaystyle E_{\gamma }}$

A energías más altas ( 60 keV), la dispersión Compton, la dispersión inelástica de fotones por electrones unidos, que a menudo también conduce a la ionización del átomo huésped, se convierte en el proceso de conversión más dominante. La contribución del coeficiente de atenuación lineal para la dispersión Compton viene dada por: ^{[7] [9]} ${\displaystyle E_{\gamma }}$ ${\displaystyle \gtrsim }$

${\displaystyle \mu _{cs}\propto {\rho \over {\sqrt {E_{\gamma }}}}}$

A diferencia del efecto fotoeléctrico, la absorción resultante de la dispersión Compton es independiente del número atómico de los átomos presentes en el cristal, pero linealmente de su densidad.

A energías de rayos γ superiores a > 1022 keV, es decir, energías superiores al doble de la energía de masa en reposo del electrón, comienza a producirse la producción de pares. La producción de pares es ${\displaystyle E_{\gamma }}$

Fenómeno relativista en el que la energía de un fotón se convierte en un par electrón-positrón. El electrón y el positrón creados interactuarán aún más con el material centelleante para generar electrones y agujeros energéticos. La contribución del coeficiente de atenuación para la producción de pares viene dada por: ^{[8] [9]}

${\displaystyle \mu _{pp}\propto \rho Z\ln {\Bigl (}{2E_{\gamma } \over m_{e}c^{2}}{\Bigr )}}$

donde es la masa en reposo del electrón y es la velocidad de la luz . Por lo tanto, a altas energías de rayos γ, la absorción de energía depende tanto de la densidad como del número atómico promedio del centelleador. Además, a diferencia del efecto fotoeléctrico y la dispersión Compton, la producción de pares se vuelve más probable a medida que aumenta la energía de los fotones incidentes, y la producción de pares se convierte en el proceso de conversión más dominante por encima de ~8 MeV. ${\displaystyle m_{e}}$ ${\displaystyle c}$ ${\displaystyle E_{\gamma }}$

El término incluye otras contribuciones (menores), como la dispersión de Rayleigh (coherente) a bajas energías y reacciones fotonucleares a energías muy altas, que también contribuyen a la conversión; sin embargo, la contribución de la dispersión de Rayleigh es casi insignificante y las reacciones fotonucleares se vuelven relevantes sólo a energías muy altas. ${\displaystyle \mu _{oc}}$

Después de que la energía de la radiación incidente se absorbe y se convierte en los llamados electrones calientes y agujeros en el material, estos portadores de carga energética interactuarán con otras partículas y cuasipartículas en el centelleador (electrones, plasmones , fonones ), lo que lleva a una "evento de avalancha", donde se produce una gran cantidad de pares de electrones secundarios y huecos hasta que los electrones y los huecos calientes han perdido suficiente energía. El gran número de electrones y huecos que resultan de este proceso sufrirán luego termalización , es decir, disipación de parte de su energía mediante la interacción con fonones del material.

La gran cantidad de portadores de carga energética resultantes sufrirán una mayor disipación de energía llamada termalización. Esto ocurre mediante la interacción con fonones para electrones y procesos Auger para huecos.

Se ha estimado que la escala de tiempo promedio para la conversión, incluida la absorción de energía y la termalización, es del orden de 1 ps, ^{[5] [10], que es mucho más rápida que el} tiempo promedio de desintegración en la fotoluminiscencia .

Transporte de carga de transportistas excitados.

La segunda etapa del centelleo es el transporte de carga de electrones y huecos termalizados hacia centros de luminiscencia y la transferencia de energía a los átomos involucrados en el proceso de luminiscencia. En esta etapa, la gran cantidad de electrones y huecos que se han generado durante el proceso de conversión, migran al interior del material. Esta es probablemente una de las fases más críticas del centelleo, ya que generalmente es en esta etapa donde se produce la mayor pérdida de eficiencia debido a efectos como el atrapamiento o la recombinación no radiativa . Estos son causados ​​principalmente por la presencia de defectos en el cristal centelleador, como impurezas, vacantes iónicas y límites de grano . El transporte de carga también puede convertirse en un cuello de botella en la sincronización del proceso de centelleo. La fase de transporte de carga es también una de las partes menos comprendidas del centelleo y depende en gran medida del tipo de material involucrado y de sus propiedades intrínsecas de conducción de carga.

Luminiscencia

Niveles de energía electrónica π de una molécula orgánica. S ₀ es el estado fundamental. S1 _, S2 _, S3 _son estados singlete excitados. T ₁ , T ₂ , T ₃ son estados tripletes excitados. S ₀₀ , S ₀₁ , S ₁₀ , S ₁₁ etc. son subniveles vibratorios.

Una vez que los electrones y los huecos llegan a los centros de luminiscencia, se produce la tercera y última etapa del centelleo: la luminiscencia. En esta etapa, los electrones y los huecos son capturados en rutas potenciales por el centro luminiscente, y luego los electrones y el hueco se recombinan radiativamente . ^[11] Los detalles exactos de la fase de luminiscencia también dependen del tipo de material utilizado para el centelleo.

Cristales inorgánicos

Para fotones como los rayos gamma, a menudo se utilizan cristales de NaI activados con talio (NaI(Tl)). Para una respuesta más rápida (pero sólo el 5% de la producción), se pueden utilizar cristales de CsF . ^{[12] : 211}

Centelleadores orgánicos

En las moléculas orgánicas, el centelleo es un producto de orbitales π . Los materiales orgánicos forman cristales moleculares donde las moléculas están unidas débilmente por las fuerzas de Van der Waals . El estado fundamental del ¹² C es 1s ² 2s ² 2p ² . En la teoría del enlace de valencia, cuando el carbono forma compuestos, uno de los electrones 2s se excita al estado 2p, lo que da como resultado una configuración de 1s ² 2s ¹ 2p ³ . Para describir las diferentes valencias del carbono, se considera que los cuatro orbitales de los electrones de valencia, uno 2s y tres 2p, están mezclados o hibridados en varias configuraciones alternativas. Por ejemplo, en una configuración tetraédrica los orbitales s y p ³ se combinan para producir cuatro orbitales híbridos. En otra configuración, conocida como configuración trigonal, uno de los orbitales p (digamos p _z ) permanece sin cambios y se producen tres orbitales híbridos mezclando los orbitales s, p _x y p _y . Los orbitales que son simétricos con respecto a los ejes de enlace y al plano de la molécula (sp ² ) se conocen como electrones σ y los enlaces se denominan enlaces σ. El orbital p _z se llama orbital π. Un enlace π se produce cuando dos orbitales π interactúan. Esto ocurre cuando sus planos nodales son coplanares.

En ciertas moléculas orgánicas, los orbitales π interactúan para producir un plano nodal común. Estos forman electrones π deslocalizados que pueden excitarse mediante radiación. La desexcitación de los electrones π deslocalizados produce luminiscencia.

Los estados excitados de los sistemas de electrones π pueden explicarse mediante el modelo de electrones libres perimetrales (Platt 1949). Este modelo se utiliza para describir hidrocarburos policíclicos que consisten en sistemas condensados ​​de anillos bencenoideos en los que ningún átomo de C pertenece a más de dos anillos y cada átomo de C está en la periferia.

El anillo se puede aproximar como un círculo con circunferencia l. La función de onda del orbital del electrón debe satisfacer la condición de un rotador plano:

${\displaystyle \psi (x)=\psi (x+l)\,}$

Las soluciones correspondientes a la ecuación de ondas de Schrödinger son:

${\displaystyle {\begin{aligned}\psi _{0}&=\left({\frac {1}{l}}\right)^{\frac {1}{2}}\\\psi _{q1}&=\left({\frac {2}{l}}\right)^{\frac {1}{2}}\cos {\left({\frac {2\pi \ qx}{l}}\right)}\\\psi _{q2}&=\left({\frac {2}{l}}\right)^{\frac {1}{2}}\sin {\left({\frac {2\pi \ qx}{l}}\right)}\\E_{q}&={\frac {q^{2}\hbar ^{2}}{2m_{0}l^{2}}}\end{aligned}}}$

donde q es el número cuántico del anillo orbital; el número de nodos de la función de onda. Dado que el electrón puede aumentar y disminuir el espín y puede girar alrededor del círculo en ambas direcciones, todos los niveles de energía, excepto el más bajo, están doblemente degenerados.

Lo anterior muestra los niveles de energía electrónica π de una molécula orgánica. A la absorción de radiación le sigue la vibración molecular hasta el estado S ₁ . A esto le sigue una desexcitación al estado S ₀ llamado fluorescencia. La población de estados tripletes también es posible por otros medios. Los estados tripletes se desintegran con un tiempo de desintegración mucho más largo que los estados singlete, lo que resulta en lo que se llama el componente lento del proceso de desintegración (el proceso de fluorescencia se llama componente rápido). Dependiendo de la pérdida de energía particular de una determinada partícula (dE/dx), los estados "rápido" y "lento" se ocupan en diferentes proporciones. Por tanto, las intensidades relativas en la salida de luz de estos estados difieren para diferentes dE/dx. Esta propiedad de los centelleadores permite discriminar la forma del pulso: es posible identificar qué partícula se detectó observando la forma del pulso. Por supuesto, la diferencia de forma es visible en el lado posterior del pulso, ya que se debe a la decadencia de los estados excitados.

Ver también

• Tomografía de emisión de positrones

Referencias

1. Dosimetría de centelleo. Sam Beddar, Luc Beaulieu. Boca Ratón, Florida. 2016.ISBN​ 978-1-4822-0900-6. OCLC  945552892.{{cite book}}: CS1 maint: location missing publisher (link) CS1 maint: others (link)
2. Maddalena, Francesco; Tjahjana, Liliana; Xie, Aozhen; Arramel; Zeng, Shuwen; Wang, Hong; Coquet, Philippe; Drozdowski, Winicjusz; Dujardin, Christophe; Dang, Cuong; Birowosuto, Muhammad Danang (febrero de 2019). "Haluros inorgánicos, orgánicos y de perovskita con nanotecnología para centelleadores de rayos X y γ de alto rendimiento lumínico". Cristales . 9 (2): 88. doi : 10.3390/cryst9020088 . hdl : 10356/107027 . ISSN  2073-4352.
3. Birks, John B. (1964). La teoría y la práctica del conteo de centelleos . Prensa de Pérgamo, Ltd.
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