PDF《Gd 晶体常温下闪烁性能的探索 * β-PbF2 :》

20 mm) 透射率和吸收边是反映闪烁晶体质量的重 要性能指标 .图5示出了沿试样轴向所测得的 透射率曲线. 该曲线表明,β-PbF2 : Gd 晶体的吸 收边波长在

250 nm ,

400 nm 以上波段的透射率 可达

80 %.除了在

270 nm 处有一点因杂质引 起的轻微吸收之外, 没有发现其他明显的吸收峰 或吸收带 ,说明该晶体有很宽的透光范围和很强 的透光能力. 2.

4 X射线发射光谱 以钨靶 X 射线管为激发源, 用上海光学仪 器厂生产的

44 W 平面光栏单色仪来测量 β- PbF2 : Gd 晶体在 X 射线激发下的发射光谱.X 射线管的工作电压为

80 kV , 电流为

5 mA .测 量的波长范围是

200 nm ~

1 μ m ,记录量程为

0 ~

5 mV .测量结果示于图

6 .从中可以看出, 掺Gd 立方 PbF2 晶体在室温下的 X 射线发射光谱 图6β-PbF2 :

0 .

15 %Gd 晶体在 X 射线 激发下的发射光谱 中,有两个强度较大的发光峰: 一是相对强度为

16 %左右, 波长在 277.

2 nm , 半高宽为 7.

5 nm ;

另一个是相对强度为

59 %,波长为 312.

7 nm ,半高宽为 6.

0 nm .据报道 ,纯β-PbF2 在液 氦温度下有

3 个发光峰:

285 ,303 和525 nm ,这些发光峰在室温下由于温度猝灭而消失.其中

303 nm发光峰对应于 Pb2 + 离子的3 P1

1 S0 跃迁,

285 和525 nm 发射在本质上也被归于 Pb2+ 的发射[ 2] . 它们是由于晶体在生长过程中被嵌入不同的杂质离子或某些本征缺陷的干扰所 致. 例如, 当半径大于 Pb 2+ 的阳离子进入晶体时 ,会引 起发射波长向短波方向移动(

285 nm) , 而半径大于 F - 离子的 Cl- 和Br- 杂质则会使发射波长向长波方向移动 (

525 nm) . 但在掺 Gd 的立方PbF2 晶体中,均未观察到 这3个来自 Pb2 + 的本征发光峰 .另一方面, 纯β-PbF2 在液氦温度下所出现的那

3 个发光峰的衰减时间分别 为80 ,214 和610 μ s, 全是慢分量 [ 2] . 而β-PbF2 : 0.

15 % Gd 晶体在室温下的光输出则为快分量 . 这些差别说明 掺Gd 立方 PbF2 在室温下所发出的波长为 277.

2 和312.

7 nm 的发光峰与 PbF2 晶体的基质晶格或本征缺 陷没有直接的关系 ,而是与掺杂离子 Gd3 + 自身的能级 跃迁有关 . 根据光谱学研究[ 8] , Gd3+ ( 4f7 )离子具有8 S7/2基态 和许多存在于紫外区的激发态 :

6 PJ ,

6 IJ,

6 DJ 和6GJ . 在第1期沈定中等: β-PbF2 : Gd 晶体常温下闪烁性能的探索

49 波长短于紫外光的辐射能量激发下 ,能级

6 DJ

8 S7 /2 之间的跃迁会发射出波长为

312 nm 的特 征窄带谱.而能级6 IJ

8 S7/2之间的跃迁则能发射出波长为

277 nm 的特征谱.因此我们把 312.

7 nm 的发光峰归因于 Gd3+ 离子的6 PJ

8 S7/2 跃迁 ,而把 277.

2 nm 的发光峰归因于6 IJ

8 S7/2跃迁产生的.这里6 IJ的发射强度低于6 PJ ,说明在激发过程中6 PJ 能级被优先占据 .而在 图5中却没有出现与6 DJ

8 S7 / 2和6 GJ

8 S7 / 2跃迁相对应的发光峰 ,这是由于晶体的再吸收所 致.因为β-PbF2 晶体的吸收边为

250 nm( 图5) ,而6 DJ

8 S7/2 和6 GJ

8 S7/2 跃迁的发光波长则 分别为

254 ,

217 和206 nm[

9 ] , 它们位于该晶体的吸收限之内的区域, 因而难以从晶体中透射 出来 .

3 结论 我们分别用137 Cs 源γ-能谱仪和 AGS 上强度为

1 GeV 的粒子束测量了β-PbF2 :

0 .

15 % Gd 晶体的光输出和衰减时间 ,得出了几乎完全相同的结果 : 即β-PbF2 :