3.3.5. Когерентное рассеяние.

При низких энергиях фотонов взаимодействие фотона с атомными электронами нельзя рассматривать, как рассеяние фотона на свободном электроне. В рамках классической электродинамики фотонная волна вызывает вынужденные колебания атомного электрона, который при этом сам излучает электромагнитную волну с той же частотой, что и первичная, но в другом направлении. Из формулы (3.22) при Е_γ^/<< mc² cледует, что Е_γ=Е_γ^/, т.е. рассеяние происходит без потери энергии и комптоновское рассеяние переходит в томсоновское рассеяние на электроне, дифференциальное микроскопическое поперечное сечение которого из (3.25) равно:

dσ (θ_s)/dΩ =(r_e²/2) (1+μ_s²) (3.34).

а полное микроскопическое поперечное сечение томсоновского рассеяния на электроне становится равным:

σ_томс= πr_e² ≈ 6,65 *10^-25cм² (3.35)

Если бы все атомные электроны участвовали в когерентном рассеянии независимо друг от друга, то их суммарный эффект при малых значениях передаваемого импульса точно компенсировал бы описанное выше уменьшение комптоновского рассеяния за счет нерелятивистской функции рассеяния Хартри‑Фока, однако вследствие эффекта связанности, электроны атома участвуют в рассеянии когерентно. Поэтому вероятность рассеяния возрастает вследствие явлений интерференции. Интерференция может охватывать электроны, принадлежащие разным атомам, и полная интенсивность когерентно рассеянных фотонов возрастает ещё больше и концентрируется в узком пучке в направлении первичных фотонов. В этом случае, дифференциальное микроскопическое поперечное сечение когерентного рэлеевского рассеяния на атоме вычисляется путем введения дополнительного множителя к распределению Томсона по следующей формуле:

dσ_ког (Z, ν, μ_s )/dΩ =(r_e²/2) (1+μ_s² )[С(Z,ν(μ_s,ε^/ )]² (3.36).

г де С(Z,ν(μ_s,ε^/)] - релятивистский атомный форм-фактор Хартри-Фока, учитывающий эффект связанности электронов (Рис.3.8). Параметр ν подробно описан выше.

Рис.3.8 Атомный форм-фактор Хартли-Фока

Основной эффект влияния атомного форм-фактора заключается в уменьшении вероятности рассеяния фотонов в обратном направлении для высоких энергий и лёгких элементов, что противоположно действию функции рассеяния I(Z,v(μ_s,ε^/)) (см.стр.43.) Приближенно С~Z², что свидетельствует о возрастании роли когерентного рассеяния с ростом атомного номера. При энергии фотонов 0,5 МэВ соотношение между сечениями когерентного и комптоновского рассеяний для легких материалов составляет 10^-4, растет до примерно 10^-2 для материалов со средним атомным номером и для тяжелых эта величина достигает примерно 10^-1. Значительно больший вклад дает когерентное рассеяние на малые углы для тяжелых материалов.

3.3.6.Аннигиляционное излучение.

Появляющийся в процессе образования электрон-позитронных пар позитрон практически мгновенно аннигилирует со свободным электроном, при этом масса покоя частиц переходит в два фотона с энергией 0,511 МэВ. Это аннигиляционное излучение при высоких энергиях первичных фотонов может давать заметный вклад в дозовые характеристики поля фотонного излучения, например, для свинцовой защиты при толщинах в 7 длин свободного пробега до 10%, а в задачах на отражение может быть определяющим. Требуются обязательные оценки этого вторичного излучения.