ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 19.02.2019
Просмотров: 5825
Скачиваний: 1
81
При небольших энергиях частицы начинается ее перезарядка.
Медленная частица сравнительно длительное время взаимодействует
с электроном, в процессе которого она может захватить электрон. В
результате этого заряд частицы уменьшается. Однако в последующих
столкновениях частица может вновь лишиться приобретенного
электрона. После многочисленных столкновений частица теряет всю
свою энергию и нейтрализуется, превращаясь в атом.
Закономерность изменения удельной ионизации при замедлении
α-частиц иллюстрируется кривой Брэгга (рисунок 7.1).
0
1
2
3
4
5
6
7
8
0
2
4
6
8
Расстояние от источника, см
У
д
е
л
ь
н
а
я
и
о
н
и
за
ц
и
я
,
о
тн
.
е
д
.
Рисунок 7.1 – Изменение удельной ионизации при торможении α-
частицы в воздухе (кривая Брэгга)
В начале траектории удельная ионизация почти постоянна. В
конце пути эта величина сначала резко увеличивается, а затем резко
падает. Появление пика на кривой Брэгга объясняется особенностями
взаимодействия медленных α-частиц с атомными электронами. Чем
медленнее движется α-частица, тем больше время ее взаимодействия
с атомными электронами, а следовательно, и вероятность ионизации
атома. На это и указывает первая часть пика. Затем начинается
процесс перезарядки α-частицы и превращения ее в атом гелия.
Поэтому и вероятность ионизации атомов, а вместе с ней и удельная
ионизация резко падают.
Частица проходит в веществе определенное расстояние до своей
остановки. Так как масса частицы намного больше массы электрона,
то частица после столкновений мало отклоняется от направления
своего первоначального движения. Траектория тяжелой частицы в
82
веществе представляет собой прямую линию. Расстояние,
проходимое частицей в веществе от источника до остановки,
называют линейным пробегом частицы R.
Моноэнергетические частицы имеют почти одинаковые пробеги в
веществе. Это следует, например, из кривой изменения потока α-
частиц в зависимости от расстояния до источника (рисунок 7.2).
Кривая сначала идет параллельно оси абсцисс, а затем резко
обрывается на расстоянии от источника, равном пробегу α-частицы.
Некоторый разброс в пробегах обусловлен вероятностным
характером процессов взаимодействия α-частиц с атомными
электронами.
За линейный пробег α-частицы принимают
экстраполированное значение R (рисунок 7.2).
Расстояние от источника R
П
о
то
к
а
ль
ф
а
-ч
а
с
ти
ц
Рисунок 7.2 – Зависимость потока α-частиц от расстояния до
источника (R – экстраполированный пробег)
Длина среднего пробега моноэнергетического пучка α-частиц
зависит от их начальной энергии, а также от порядкового номера,
атомной массы и плотности поглощающего вещества. Длина
среднего пробега тяжелых частиц в газе зависит от природы газа, его
температуры и давления. Средние пробеги α-частиц в воздухе точно
измерены, результаты этих измерений приведены к стандартным
условиям. Полученные таким образом средние пробеги являются
однозначными функциями энергии. α–частицы имеют небольшие
пробеги в среде, поэтому защита от внешнего их воздействия
определяется
их
пробегом
в
веществе.
На
основании
экспериментальных данных между пробегом α–частицы в воздухе и
ее энергией установлены эмпирические формулы. Соотношение
83
между средним пробегом α–частиц в воздухе
âîçä
R
см, и их энергией
Е
α
МэВ, имеет следующий вид:
2
/
3
318
.
0
E
R
возд
(7.5)
Соотношение (7.5) справедливо в диапазоне энергий от 4 до 7 МэВ
(погрешность до 5 %). Для простоты можно использовать следующее
выражение (погрешность до 8 %):
3
3
E
R
возд
(7.6)
Пример
Определить длину пробега α-частиц с энергией Еα= 5 МэВ в
воздухе.
Решение
По формуле (7.6) определяем:
см
E
R
возд
7
.
3
3
5
3
3
3
Длина пробега α-частиц в других средах
R
см, может быть
определена по формуле:
3
4
10
E
A
R
(7.7)
и более точно при известном атомном номере Z:
3
2
3
4
10
Z
E
A
R
(7.8)
где А–атомная масса; ρ–плотность поглощающего вещества, г/см
3
.
Пример
Определить длину пробега α-частиц с энергией Е
а
=5 МэВ в
биологической ткани, если A
тк
=15.7, Z
эфф
= 7.5, ρ =1 г/см
3
Решение
По формуле (7.7):
4
3
4
10
5
.
44
1
5
7
.
15
10
òê
R
см
По формуле (7.8):
4
3
2
3
4
10
3
.
46
5
.
7
1
5
7
.
15
10
òê
R
см
Как видно из приведенных примеров, значение пробега α-частиц в
84
биологической ткани мало (около 4.4
*
10
-3
см при Е
а
=5 МэВ), поэтому
толщина поверхностного слоя кожи вполне достаточна для защиты.
При
работе
с
открытыми
α-источниками
необходимо
предотвращать попадание радиоактивных веществ внутрь организма.
Для этой цели используют средства индивидуальной защиты (СИЗ)
органов дыхания, пищеварения и кожных покровов человека.
7.2
Взаимодействие β-частиц с веществом
Легкие заряженные частицы – электроны и позитроны образуются
при β-распаде. Эти частицы объединяются в одну группу β-частиц.
Электроны и позитроны имеют равные массы, равные по абсолютной
величине и различные по знаку электрические заряды. Поэтому
позитрон иногда называют положительным электроном.
В радиоактивных превращениях β-частицы возникают вместе с
нейтрино. Энергия, выделяемая при β-распаде и равная граничной
(максимальной) E
βмакс
, распределяется между β-частицей и нейтрино.
Вследствие этого β-радионуклиды испускают β-частицы с
непрерывным энергетическим спектром, простирающимся от нуля до
некоторого максимального значения энергии, определяемого
энергией β-перехода Е
βмакc
. Если β-распад происходит путем одного
β-перехода, то β-спектр называют простым, если путем нескольких β-
переходов – сложным. Сложный спектр можно разложить на
соответствующее число простых парциальных спектров. При β-
распаде, характеризующемся сложным β-спектром, возникает
сопровождающее γ-излучение и сопутствующие ему электроны
внутренней конверсии. Конверсионные электроны обладают
кинетической энергией, равной разности между энергией γ-перехода
и энергией связи электрона в атоме.
В дозиметрии, кроме Е
βмакc
часто используют понятие средней
энергии β-спектра:
макс
макс
Е
Е
dE
E
n
EdE
E
n
E
0
0
)
(
)
(
(7.9)
где n(E)dE – число β-частиц с энергией в интервале от Е до E+dE.
Следует отметить, что промышленные источники β-излучения
выпускают в различной стандартной упаковке, вследствие чего их
85
спектр из-за поглощения и рассеяния в самом источнике и в упаковке
отличается от β-спектра бесконечно тонкого источника.
Электроны, проходя через вещество, могут испытывать
однократное, кратное (небольшое число актов рассеяния) и
многократное упругое рассеяние, а также неупругое рассеяние.
Однократное рассеяние имеет место при малой толщине δ<< 1/σn
a
,
где σ–сечение упругого рассеяния, см
2
; n
a
– число рассеивающих
атомов в 1 см
3
.
Для больших толщин δ~1/σn
a
преобладает кратное рассеяние,
переходящее в многократное с увеличением толщины слоя, и,
наконец, при δ<< 1/σn
a
процесс можно рассматривать как
диффузионный.
При неупругом рассеянии электроны расходуют свою энергию
(так же, как и тяжелые частицы) на возбуждение и ионизацию атомов
поглотителя.
Потери энергии при неупругих соударениях в каждом акте
соударения малы. Даже для очень высоких первичных энергий
электронов возбуждение более вероятно, чем ионизация, а вторичные
электроны имеют среднюю кинетическую энергию, равную лишь
нескольким электрон-вольтам. Следовательно, полная потеря
энергии при прохождении через слой толщиной х складывается из
большого числа малых потерь энергии. Однако в отдельных,
относительно редких столкновениях потери энергии могут
составлять значительную долю энергии электрона (вплоть до
половины), тогда как для тяжелых частиц потеря энергии в одном
столкновении составляет только 4
m
a
/M (m
a
–масса покоя электрона,
М – масса тяжелой частицы).
Результаты экспериментов по исследованию потерь энергии
электронов в различных газах хорошо согласуются с теоретическими
данными. Для конденсированных сред и электронов со средней и
малой энергией (от 10 МэВ и меньше) измерения потерь энергии
усложняются из-за большого числа рассеяния электронов атомами
среды. Многократное рассеяние значительно увеличивает полный
путь электрона в веществе заданной толщины, и соответственно
возрастают потери энергии и их разброс. При больших энергиях
рассеяние не так существенно, но тогда преобладают потери энергии
на излучение, которые характеризуются разбросом.
В β-распадах испускаются
β-частицы с энергией, не
превышающей