Взаимодействие альфа-частиц с веществом

Взаимодействие электронов с веществом. Средняя потеря энергии на ионизацию.

Легкие заряженные частицы теряют свою энергию в результате кулоновского взаимодействия при столкновениях с электронами и ядрами вещества.

Электроны вещества могут переходить на более высокие уровни и отрываться от атома. В результате дальнедействующего характера кулоновских сил пролетающая через вещество частица испытывает столкновения с очень большим количеством электронов. Потери энергии легких заряженных частиц на ионизацию и возбуждение атомов вещества называют ионизационными.

Ионизационные потери электронов преобладают в области относительно небольших энергий. С ростом энергии электрона Е растут радиационные потери.

Формула Бете-Блоха:

– средняя энергия возбуждения, - масса электрона, v - скорость частицы

В области низких энергий электронов (E < 1 МэВ) определяющий вклад в потери энергии дают неупругие ионизационные процессы взаимодействия с атомными электронами, включающие ионизацию атомов. Передаваемая в одном столкновении энергия в среднем очень мала и при движении в веществе потери складываются из очень большого числа таких малых потерь.

Из – за малости массы легкие заряженные частицы в столкновениях могут значительно отклоняться от первоначального направления движения, поэтому, во-первых, их траектория в веществе представляет собой ломаную линию, а во-вторых, двигаясь по искривленной траектории, они излучают электромагнитные волны, или так называемое тормозное излучение. Потери энергии ДЗЧ на тормозное излучение называются радиационными.

 

Энергия частиц, при которой ионизационные и радиационные потери равны, называется критической:

Пробеги:

, 0, 15< < 0, 8 МэВ

, 0, 8< < 3 МэВ

Закон поглощения – частиц, имеющих непрерывный спектр, описывается формулой:

,

– поток – частиц, падающих на вещество,

N(x) – поток – частиц на глубине x,

– линейный коэффициент поглощения.

Электроны в веществе испытывают рассеяние:

σ – сечение рассеяние

δ – не знаю что это такое L

N – концентрация.

Характеристическое рентгеновское излучение

Характеристическое рентгеновское излучение – электромагнитное излучение, испускаемое при переходах электронов с внешних электронных оболочек атома на внутренние (характеристический спектр).

Когда энергия бомбардирующих анод электронов становится достаточной для вырывания электронов из внутренних оболочек атома, на фоне тормозного излучения появляются резкие линии характеристического излучения. Частоты этих линий зависят от природы вещества анода, поэтому их и назвали характеристическими.

Состояние атома с вакансией во внутренней оболочке неустойчиво. Электрон одной из внешних оболочек может заполнить эту вакансию, и атом при этом испускает избыток энергии в виде фотона характеристического излучения:

4. Средняя энергия ионообразования. Эффективный атомный номер вещества.

Полная энергия ионизации воздуха определяется соотношением:

– энергия, затрачиваемая на ионизацию,

– энергия, затрачиваемая на возбуждение атома,

– энергия, уходящая в тепло.

Средняя энергия ионообразования (энергия, затрачиваема на образование одной пары ионов) определяется соотношением:

W – полная энергия,

N – число образованных пар ионов.

e – заряд электрона,

U – потенциал ионизации атома.

Заменим в уравнении 1:

 

Средняя энергия ионизации воздуха составляет 34 эВ, из них 15 эВ идет на ионообразование.

Эффективный атомный номер

Под эффективным атомным номером сложного вещества в дозиметрии понимают атомный номер такого условного простого вещества, для которого коэффициент передачи энергии излучения, рассчитанный на один электрон среды, является таким же, как и для данного сложного вещества. Другими словами, для любых двух веществ, имеющих одинаковый эффективный номер, энергия излучения, переданная заряженным частицам в расчете на один электрон среды, должна быть одинакова при тождественных условиях облучения. Здесь n_el — число электронов в единицы массы сложного вещества:

где p_i - массовая доля i - го простого вещества, входящего в состав сложного вещества; A_i, Z_i - массовое число и атомный номер простых веществ.

 

5. Механизмы взаимодействия гамма-излучения с веществом. Фотоэффект. Томсоновское рассеяние гамма-квантов. Эффект Комптона. Эффект образования пар и ядерный фотоэффект.

При прохождении через вещество гамма-кванты взаимодействуют с электронами и ядрами, в результате их интенсивность уменьшается. К потерям энергии γ -излучения приводят процессы, связанные с фотоэффектом, комптоновским рассеянием электронов в веществе и образованием электрон-позитронных пар. Вклад каждого из процесса в ослабление γ -излучения зависит от энергии γ -квантов ядерного излучения и параметра Z вещества-поглотителя. Общая закономерность заключается в том, что вероятность потери энергии в процессе фотоэффекта и комптоновского рассеяния снижается с ростом энергии γ -излучения, а вероятность образования электрон-позитронных пар растет (начиная с энергии 1, 02 МэВ) с повышением энергии γ -кванта. Вероятность потери энергии γ -квантов с ростом параметра Z пропорционально Z - для комптоновского рассеяния, Z2 - для процессов образования электрон-позитронных пар и Z4- для процессов фотоэффекта. Иначе, с ростом параметра Z и энергии γ -излучения будет увеличиваться вероятность процессов в ряду: фотоэффект - комптоновское рассеяние - возникновение электрон-позитронных пар.

В области энергий до 10 МэВ наиболее существенными процессами являются фотоэффект, эффект Комптона и образование электрон-позитронных пар. При энергии гамма-квантов больше 10 МэВ превышается порог фотоядерных реакций и в результате взаимодействия фотонов с ядрами становятся возможны реакции типа (γ, р), (γ, n), (γ, a). Сечения фотоядерных реакций в области энергий до 100 МэВ составляют 1% полного сечения взаимодействия гамма-квантов с атомом. Однако фотоядерные реакции необходимо учитывать в процессах преобразования фотонного излучения в веществе, так как вторичные заряженные частицы, такие как протоны и альфа-частицы, могут создавать высокую плотность ионизации.

Фотоэффект – явление, связанное с освобождением электронов твердого тела (или жидкости) под действием электромагнитного излучения. Различают внешний фотоэффект – испускание электронов под действием света (фотоэлектронная эмиссия), γ -излучения и др.; внутренний фотоэффект – увеличение электропроводности полупроводников или диэлектриков под действием света (фотопроводимость); вентильный фотоэффект – возбуждение светом ЭДС на границе между металлом и полупроводником или между разнородными полупроводниками.

Эффект Комптона – упругое рассеяние электромагнитного излучения малых длин волн (рентгеновского и γ излучения) на свободных электронах, сопровождающийся увеличением длины волны λ. Эффект Комптона подтвердил правильность квантовых представлений об электромагнитном излучении как о потоке фотонов и может рассматриваться как упругое столкновение двух частиц – фотона и электрона, при котором фотон передает электрону часть своей энергии (и импульса), вследствие чего его частота уменьшается, а λ увеличивается.

Эффект Комптон обратный – упругое рассеяние на электронах высокой энергии, приводящее к увеличению энергии (частоты) фотонов (уменьшению длины волны).

Комптоновская длина волны – величина, имеющая размерность длины и указывающая область проявления релятивистских квантовых эффектов. Название связано с тем, что через комптоновскую длину волны электромагнитного излучения при эффекте Комптона. Для частицы массы m комптоновская длина волны λ ₀=ħ /mc, где ħ – постоянная планка, с – скорость света.

Томсоновское рассеяние (рассеяние Томсона) - упругое рассеяние электромагнитного излучения на заряженных частицах. Электрическое и магнитное поля падающей волны ускоряют заряженную частицу. Ускоренно движущаяся заряженная частица излучает электромагнитные волны. Таким образом энергия падающей волны частично переходит в энергию рассеянной волны — происходит рассеяние.

Рождение пар -в физике элементарных частиц обратный аннигиляции процесс, в котором возникают пары частица-античастица (реальные или виртуальные). Для появления реальной пары частиц закон сохранения энергии требует, чтобы энергия, затраченная в этом процессе, превышала удвоенную массу частицы: E_p = 2mc²=1.02 МэВ – ЧИСЛО ЭНЕРГИИ ЗНАТЬ ШАРИКОВ СПРАШИВАЕТ! Минимальная энергия E_p, необходимая для рождения пары данного типа, называется порогом рождения пар.

Рождение электрон-позитронных пар при взаимодействии гамма-кванта с электромагнитным полем ядра (в сущности, с виртуальным фотоном) является преобладающим процессом потери энергии гамма-квантов в веществе при энергиях выше 3 МэВ (при более низких энергиях действуют в основном комптоновское рассеяние и фотоэффект, при энергиях ниже E_p=1, 022 МэВ рождение пар вообще отсутствует). Вероятность рождения пары в таком процессе пропорциональна квадрату заряда ядра.

Фотоядерные реакции — ядерные реакции, происходящие при поглощении гамма-квантов ядрами атомов. Явление испускания ядрами нуклонов при этой реакции называется ядерным фотоэффектом.

По этому вопросу был доп: из чего складываются потери энергии гама квантов – из сумму фотоэффекта, комптона и образования пар.

Рассеяние

Когда нейтрон рассеивается на ядре, его скорость и направление движения меняется, но ядро мишень остается с тем же числом протонов и нейтронов. Ядро может перейти в возбужденное состояние и испускать гамма-кванты т. е. результате соударения нейтронов с ядрами вещества природа последних не изменяется, а сами n рассеиваются на атомных ядрах. При этом следует рассматривать упругое и неупругое рассеяния.

Упругое рассеяние

В процессе упругого рассеяния суммарная кинетическая энергия ядра и нейтрона не изменяется, но часть кинетической энергии нейтрона передается ядру. Упругое рассеяние – это название процесса, посредством которого быстрые или промежуточные нейтроны испытывают упругие столкновения на ядрах атомов поглотителя и нейтрон отклоняется или рассеивается. Это наиболее эффективный путь, по которому кинетическая энергия нейтрона передается поглотителю, – взаимодействие с частицей с такой же массой, например, другим нейтроном или протоном. Если нейтрон ударяется о ядро атома мишени, масса которого намного больше, чем он сам, он отскакивает от мишени. Аналогично, если нейтрон сталкивается с мишенью, которая меньше, чем он сам, мишень будет вытолкнута. Однако, если нейтрон соударяется с протоном или нейтроном, энергия падающего нейтрона делиться между частицей-мишенью и нейтроном. На практике, это означает, что материалы, обогащенные водородом (такие как вода, бетон и парафин) являются лучшими материалами для защиты от нейтронов, так как протон атомов водорода позволяет рассеять энергию падающих нейтронов относительно быстро. При упругом рассеянии суммарная кинетическая энергия нейтрона и ядра сохраняется. Такое рассеяние нейтронов называется потенциальным (n, n). Если ядро захватывает нейтрон и образуется составное ядро, то рассеяние называется резонансным (n, n`). В случае резонансного захвата электрон покидает ядро с такой же энергией.

Важно помнить, что отскакивающие в результате упругого рассеяния нейтронов ядра являются тяжелой заряженной частицей. Они теряют свою энергию с высокой скоростью, взаимодействуя с атомами среды таким же образом, как альфа-частицы и, следовательно, классифицируются как ионизирующее излучение с высокой ионизирующей способностью. По этой причине, учитывая, что упругое рассеяние является наиболее вероятным взаимодействием для быстрых нейтронов в биологической ткани, нейтроны могут быть особенно опасны при облучении тела человека.

Неупругое рассеяние

При неупругом рассеянии ядро-мишень переходит в возбужденное состояние и испускает излучение. В результате неупругого рассеяния полная кинетическая энергия вылетающего нейтрона и ядра меньше полной кинетической энергии налетающего на мишень нейтрона. Часть первоначальной кинетической энергии идет на возбуждение ядра. Результатом такого взаимодействия является замедление скорости нейтрона и изменение направления движения.

Неупругое рассеяние – более сложное взаимодействие может иметь место, когда быстрые или промежуточные нейтроны сталкиваются с мишенью, которая намного больше, чем они сами, и не отскакивает, а временно поглощается ядром-мишенью. После короткого времени нейтрон переиспускается с уменьшенной энергией, а ядро-мишень остается в возбужденном состоянии. Затем ядро снимает возбуждение путем испускания гамма-излучения. Поскольку суммарная кинетическая энергия не сохраняется при этом столкновении (потому что часть энергии идет на образование гамма-излучения), этот тип столкновения называется неупругим столкновением. А сам тип взаимодействия называется неупругим рассеянием.

Поглощение

Наряду с рассеянием на ядре, нейтрон может испытать поглощение. В данном случае имеет место реакция радиационного завтра (n, γ ), при которой ядро поглощает нейтрон, и снимает возбуждение путем испускания гамма-кванта либо испусканием электрона конверсии. Ядро может изменить свою внутреннюю структуру и испустить несколько гамма-квантов. Могут также испускаться заряженные частицы, чаще всего - протоны, дейтоны и альфа-частицы т. е. реакции (n, α ), (n, p), (n, γ ), (n, 2n). Кроме того, ядра могут избавляться от избыточных нейтронов. Если испускаются несколько нейтронов, причем число нейтронов, присутствующих в веществе, больше, чем было до взаимодействия, то, говорят, что имело место размножение нейтронов. Наконец, возможно деление ядра (n, f), приводящее к образованию двух и более осколков деления (ядер с промежуточными массовыми числами) и нескольких нейтронов.

Примеры ядерных реакций:

- (n, α ): ¹⁰B + n = ⁷Li + ⁴He,

- (n, p): ³Не + n = p + ³H,

- (n, γ ): ¹³³Cd + n = ¹¹⁴Cd + γ,

- (n, 2n): ²³⁸U + n = ²³⁷U + 2n.

Когда быстрые и промежуточные нейтроны замедлены в результате упругих и неупругих столкновениях, они становятся тепловыми нейтронами с энергиями порядка 0.025 эВ. Большинство тепловых нейтронов поглощаются и становятся частью ядер атомов поглотителя. Затем эти ядра должны избавиться от избыточной энергии, обычно путем испускания гамма-излучения.

Вероятность перечисленных ядерных реакций характеризуется микро- и макроскопическими эффективными сечениями (Σ s = Nσ s – упругое рассеяние нейтронов; Σ in = Nσ in – неупругое рассеяние нейтронов; Σ r = Nσ r – ядерные расщепления; Σ a = Nσ a – поглощение нейтронов ядрами; Σ γ = Nσ γ – излучение гамма-квантов (радиационный захват); Σ f = Nσ f – деление ядер; Σ t = Nσ t - полное сечение): Σ =N (σ s +σ in +σ r +σ a +σ γ +σ f), где N - число ядер в 1 см³.

 

Нейтронные источники

Свободные нейтроны нестабильны, они распадаются, превращаясь в протоны, электроны и антинейтрино ( ). Среднее время жизни нейтрона ≈ 10³ с. Для получения нейтронов применяют следующее:

Фотонейтронные источники

Фотонейтронные (γ, n) – источники используются реже. Причиной является малое сечение (γ, n) -реакций. Для фотонейтронных источников необходимы фотоны γ -излучения с энергией, превышающей энергию связи нейтронов в ядрах мишени. Наименьшей энергией связи нейтронов среди стабильных ядер обладают ⁹Be (1, 67 МэВ) и ²H (2, 23 МэВ).

В отличие от (α, n) - источников, испускающих нейтроны с непрерывным спектром, фотонейтронные источники, использующие монохроматические фотоны, излучают почти моноэнергетические нейтроны. Недостатками (γ, n) -источников являются малый выход и небольшое время жизни излучателей. Значительным недостатком является большой γ -фон. Даже в лучшем случае число гамма-квантов, выходящих из источника, больше чем в 10³ раз превышает число нейтронов.

Спонтанное деление

Источники нейтронов на ²⁵²Cf является наиболее широко используемым источником нейтронов спонтанного деления. Он может иметь очень маленькие размеры и все же быть мощным источником в течение длительного периода времени. Нейтронная активность данного изотопа равна 2, 5·10⁶ н./(с·мкг), что позволяет создавать практически точечные источники.

Теория Грея

В теории Грея был рассмотрен случай твердой среды, пересекаемой вторичными электронами, и показано, что введение в эту среду небольшого объема газа не искажает углового и энергетического распределения вторичных электронов в месте расположения газовой полости. При этом, электронное равновесие в газовой полости будет обеспечено, если уменьшение ионизации в ней за счет выхода электронов из рассматриваемого объема будет компенсироваться за счет повышения ионизации, вызванной вторичными электронами, выбитыми из стенок камеры. При выводе теоретических соотношений теории Грея были сделаны следующие допущения:

1. Интенсивность ИИИ постоянна (твердом теле и газовой полости);

2. Размеры газовой полости должны быть значительно меньше пробегов вторичных электронов в газе (т.е. вклад в полную ионизацию от поглощения гамма-квантов в газовой полости будет незначительным);

3. Включение малой полости в большой объем твердого теле не меняет энергетическое и пространственное распределение вторичных электронов;

4. Газовая полость для достижения в ней электронного равновесия должна быть окружена тонким слоем твердого вещества, толщина которого должна быть равна максимальному пробегу вторичных электронов в этом веществе.

Отношение энергетических потерь электронов в стенках камеры к аналогичным потерям электронов в газе определяется соотношением:

- потеря энергии электронов, прошедших в стенке камеры расстояние, соответствующее единице массы вещества про площади 1 см²,

- потеря энергии электронов в воздухе,

, - массовые тормозные способности вещества (материала стенки и воздуха соответственно).

– плотность воздуха,

– линейный пробег электронов в воздухе,

– плотность вещества,

– линейный пробег электронов в веществе.

Эта величина определяет потерю энергии электрона на единице толщины слоя вещества, выраженной через массу, приходящуюся на единицу площади.

Пусть N_B – число пар ионов, образующихся в единице массы воздуха, а W – средняя энергия образования пар ионов в воздухе, тогда Используя формулы 1 и 2 получим основное соотношение теории Грея – формулу Брэгга-Грея:

В случае, если достигается электронное равновесие, будет справедливо следующее:

– линейные коэффициенты поглощения энергии электронов в воздухе и веществе соответственно. Тогда K можно записать как:

, – линейные тормозные способности в веществе и воздухе соответственно,

– число образующихся заряженных частиц.

Используя формулы 3, 4 и 5 получим:

– линейный коэффициент ослабления на 1ин электрон (аналогично для воздуха). Тогда:

– ионный ток,

– скорость,

– заряд электрона.

Расчет мощности экспозиционной дозы:

Электронное равновесие

Рассмотрим объем V воздуха, находящегося в поле гамма-излучения. В объем Vr попадают гамма-кванты и электроны в следствии облучения в объеме VR.

E_погл(Vr) равна разности между суммой всех электронов и фотонов входящих в объем и покидающих его:

Входящая в Vr энергия фотонов расходуется на кинетическую энергию фотонов после фотоэффекта и комптоновское рассеяние:

Предполагается, что гамма-кванты, покидающие Vr не создают электроны, способные вызвать ионизацию в этом объеме, следовательно, поглощённая энергия в общем случае не равна кинетической энергии электронов, освобожденных фотонами в пределах данного объема.

Равенство поглощённой энергии излучения в некотором объеме вещества и энергии, преобразованной в кинетическую энергию электронов в том же объеме будет только в том случае, когда удовлетворяются условия электронного равновесия:

1. Интенсивность и спектральный состав гамма-излучения постоянный во всем объеме Vr,

2. ,

3. Учитываются только те электроны, которые имеют одинаковый пробег.

При соблюдении этих условий полная энергия электронов в объеме будет компенсироваться поглощением в этом объеме части энергии электронов, образующихся в пределах объема. При наличии такой компенсации можно считать, что поглощённая энергия излучения равна суммарной кинетической энергии ионизированных частиц, созданных в этом объеме т. е. соблюдаются условия равновесия: . Тогда (Сумма всех энергий электронов, входящих в объем равна суммарной энергии электронов, покидающих его).

Пропорциональные счетчики

Пропорциональные счетчики относятся к группе газоразрядных детекторов. Такое название было присвоено им потому, что электрический сигнал на выходе счетчика по амплитуде пропорционален энергии, потерянной регистрируемой частицей в рабочем объеме, при условии, что пробег частицы полностью в нем укладывается. С помощью пропорционального счетчика можно измерять энергетические спектры полей ионизирующих излучений. Пропорциональные счетчики конструктивно не отличаются от цилиндрических ионизационных камер, но их газовое наполнение (обычно 90% аргона и 10% метана) и режим работы – различны. Пропорциональный счетчик, в отличие от импульсной ионизационной камеры, работает при более высоком напряжении на электродах, то есть в той области вольтамперной характеристики, в которой вблизи поверхности тонкого анодного электрода возникают условия для начала вторичной ударной ионизации (Вторичная ударная ионизация – процесс, при котором электроны, образовавшиеся в результате первичной ионизации, сами способны производить ионизацию за счет достаточной кинетической энергии). Счетчик часто выполняется в коаксиальной цилиндрической геометрии. Анод изготавливается в виде тонкой металлической нити (0, 1 мм), натянутой строго по оси цилиндрического корпуса. Объем счетчика наполняется инертным газом с добавкой многоатомных газов. Давление газа выбирается близким к атмосферному или немного большим. На анод подается положительное напряжение U₀ несколько сотен В относительно катода. В объеме счетчика возникает неоднородное электрическое поле, напряженность которого изменяется по мере приближения к аноду по закону1/r, где r – текущее значение радиуса в объеме счетчика. Изменение напряженности поля приводит к ускорению электронов по направлению к аноду. Вблизи поверхности анода электроны ускоряются до таких энергий, что приобретают способность производить вторичную ударную ионизацию рабочего газа. Процесс размножения ионов при вторичной ионизации ограничен несколькими поколениями, но не развивается в неуправляемую лавину. Разряд прекращается, как только прекращается первичная ионизация. Газовый разряд такого сорта называют несамостоятельным, то есть способным прекратиться без дополнительного на него воздействия. Рассмотрим график зависимости величины импульса от напряжения на газовом детекторе (рис. 1).

Рис. 1

1 – Область ионизационной камеры. При малых напряжениях пропорциональный счетчик работает как ионизационная камера, ток не зависит от напряжения, а будет определяться количеством ионов, которые образуются в объеме газа. Затем, при повышении напряжения, импульс будет возрастать за счет явления ударной ионизации;

2 – Пропорциональная область. Пропорциональный счетчик работает таким образом, что амплитуда импульсов пропорциональна ионизации с учетом газового усиления;

3 – Область ограниченной пропорциональности. Область, к которой при дальнейшем повышении напряжения коэффициент газового усиления* возрастает по абсолютной величине и зависит от первоначальной ионизации.

4 – Область Гейгера. В этой области каждый вторичный электрон будет вызывать разряд в газе т. е. в этой области величина импульс уже не зависит от первоначальной ионизации. Работает как счетчик Гейгера-Мюллера.

При дальнейшем повышении напряжения в газе будет наблюдаться повышение разряда, не связанное с ионизацией – самопроизвольный разряд. В этом случае счетчик не может быть использован, так как происходит пробой в газе.

Коэффициент газового усиления

Если число пар ионов, созданных влетевшей в рабочее тело счетчика регистрируемой частицей, равно n, то число пар ионов, рожденных вторичной, ударной ионизацией будет равно K ⋅ n. Величину K называется коэффициентом газового усиления. Можно определить коэффициент газового усиления через число пар ионов, имевшихся в объеме счетчика во время формирования сигнала: К = n/n₀, где n₀ – число пар ионов, созданных ионизирующей частицей; n – общее число пар ионов.

Эффективность детектирования

Эффективностью детектирования называется выраженное в процентах отношение числа регистрируемых частиц к числу всех частиц, попавших в рабочий объем детектора. Зависит от материала стенок детектора, их толщины и энергии излучения.

Применение пропорциональных счетчиков

Область применения пропорциональных счетчиков достаточно обширна, что определяется их свойствами. Эффективность регистрации ими альфа-частиц, осколков деления, протонов, и мягкого гамма- и рентгеновского излучения (с энергией до 10–20 кэВ) близка к 100 %. Для таких измерений (особенно для измерений заряженных частиц) используют датчики с окнами из тонкой слюды или органических пленок. Иногда источник излучения помещается внутри объёма. Пропорциональные счетчики активно используются для исследования поверхностей на загрязнения, включая системы мониторинга загрязнения поверхности тела, одежды, обуви и так далее. Для регистрации нейтронов пропорциональные счетчики заполняются ³Не или ¹⁰BF₃.

Использование пропорциональных счетчиков для спектрометрии ограничено. В большинстве случаев системы на их основе уступают полупроводниковым и сцинтилляционным. Однако надёжность и простота дают возможность применять их, если не требуется высоко–энергетическое разрешение, для работы в области энергий ~0, 2 кэВ, где полупроводниковый детектор неприменим. По сравнению со сцинтилляционным детектором пропорциональные счетчики имеют лучшее энергетическое разрешение, меньшие шумы, нечувствительны к магнитному полю.

 

Спектрометрия фотонного излучения (гамма-спектрометрия). Основные параметры гамма-спектрометров. Эффективность регистрации. Энергетическое разрешения. Аппаратурный спектр. Расчет активности точечного источника.

В. Комптоновский край

Это часть спектра, которая соответствует максимальной потере энергии падающим фотоном в процессе комптоновского рассеяния. Она представляет собой широкий асимметричный пик, соответствующий максимальной энергии c E, которую фотон гамма-излучения с энергией 0 E может передать свободному электрону в однократном событии рассеяния. Это соответствует «лобовому» столкновению между фотоном и электроном, в результате которого электрон движется вперед, а гамма-квант рассеивается назад на 180°.

Г. " Комптоновская долина"

Для моноэнергетического источника импульсы в этой области возникают либо в результате многократного комптоновского рассеяния, либо в результате взаимодействий с полной потерей энергии фотонами, которые подверглись рассеянию на небольшие углы (в материале источника или в промежуточных материалах) перед тем, как попасть в детектор. Не рассеянные фотоны моноэнергетического источника не могут образовывать импульсы в этой области в результате однократного взаимодействия в детекторе. В более сложных спектрах эта их часть может содержать импульсы, образованные в результате комптоновского рассеяния фотонов более высоких энергий.

Д. Пик обратного рассеяния

Этот пик обусловлен гамма-квантами, которые подверглись комптоновскому рассеянию в одном из материалов, окружающих детектор. Гамма-кванты, рассеянные более чем на 110–120°, будут иметь почти одинаковые энергии в диапазоне от 200 до 250 кэВ. Следовательно, вклад от моноэнергетического источника будет представлять множество рассеянных гамма-квантов, энергии которых находятся вблизи этого минимального значения.

Типы детекторов нейтронов

При выборе подходящего типа детектора нейтронов необходимо принимать во внимание несколько факторов:

- Чтобы быстрые нейтроны провзаимодействовали с материалом детектора, их необходимо замедлить (без поглощения), используя материал-замедлитель.

- Материал детектора должен иметь большое сечение взаимодействия (то есть высокую вероятность) протекания необходимой реакции для того, чтобы детекторы могли иметь не очень большие размеры.

- Тяжелые заряженные частицы, образовавшиеся при взаимодействии с материалом детектора, не должны выходить из активного объема детектора.

Следующие типы детекторов нейтронов отвечают этим четырем требованиям:

- Пропорциональные счетчики, наполненные трехфтористым бором,

- Пропорциональные счетчики, наполненные гелием,

- Пропорциональные счётчики на ядрах отдачи,

- Пузырьковые детекторы.

Пузырьковые детекторы

Пузырьковые детекторы содержат микроскопические капли жидкости, диспергированной в гелеобразном материале. Налетающие нейтроны передают микрокаплям достаточно энергии, чтобы они вскипели и возникает газовый пузырек.

Доза нейтронного излучения пропорциональна плотности пузырьков, которая остается неизменной пока дозиметр не будет восстановлен.

Пузырьковые дозиметры используются в основном в индивидуальной дозиметрии. Однако, они также могут быть использованы для мониторинга окружающей среды.

 

 

Взаимодействие альфа-частиц с веществом

Тяжелые заряженные частицы участвуют в электромагнитном и сильном взаимодействиях. Сильное взаимодействие ТЗЧ с ядрами проявляет себя на малых расстояниях ( см. Однако сближению частиц с ядрами на столь малые расстояния препятствует кулоновское отталкивание, поэтому ядерные реакции под действием ТЗЧ протекают, как правило, при высоких энергиях частиц – десятки МэВ и выше.

Заряженные частицы ионизируют атомы вещества, взаимодействуя с атомными электронами. Высокоэнергетичные частицы, стабилизируясь в веществе, передают им свою энергию, вызывая ионизацию. Взаимодействие частиц зависит от таких характеристик вещества как плотность, атомный номер вещества, средний ионизационный потенциал вещества.

Каждое взаимодействие приводит к потере энергии частицей и изменению траектории её движения. В случае узкого пучка заряженных частиц с кинетической энергией Е проходящих слой вещества их энергия уменьшается по мере прохождения вещества, разброс энергий увеличивается. Пучок расширяется за счет многократного рассеяния. Между проходящей в среде частицей и частицами вещества (электронами, атомными ядрами) могут происходить различные реакции. Как правило, их вероятность заметно меньше, чем вероятность ионизации.

Основными силами взаимодействия α -частиц с веществом являются кулоновские силы, основными процессами взаимодействия - процессы упругого рассеяния и ионизационного торможения.

1) В столкновениях с ядрами частицы меняют направление движения и передают ядру часть кинетической энергии. Потери энергии ТЗЧ в столкновениях с ядрами незначительны, т.к. такие столкновения происходят сравнительно редко из-за малости размеров ядер и экранировки кулоновского поля ядра электронной оболочки. Поэтому они мало влияют на торможение тяжелых частиц веществом.

123456Следующая ⇒

Поделиться: