Иванов В.И (1)

происходит. Эти условия строго не соблюдаются, поэтому оценить величину необходимого увеличения тока на основе закона ехр٢—|х(г—٢о) ] можно лишь очень приближенно.

Для учета утечки у-квантов ионизационный ток необходимо увеличить на величину А/, определяемую соотношением

Az = ۶0 ل exp [—u(r — ٢o)l dr = 78.6) ,لب)

где ،٠г0—ионизационный ток в полости на расстоянии ٢0 от оси,

рассчитанный на единицу толщины зазора. Компенсировать утеч­ ку можно, окружив квантометр цилиндрической камерой с внут­

ренним радиусом ٢о٠ Размер зазора определяется из условия, чтобы ток в этой добавочной камере равнялся Аг.

Квантометр является одним из лучших ионизационных при­ боров, позволяющих производить абсолютное измерение интен­

сивности. Его можно использовать для измерения в пучках тор­ мозного излучения с энергией у-квантов в несколько сот мега- электрон-вольт. Исследования А. П. Комара и С. П. Круглова показали, что устройства подобного типа пригодны также для измерений в пучках у-квантов с максимальной энергией ниже

§ 79. МЕТОД РАЗНОСТИ ПАР ،МЕТОД тонких КОНВЕРТОРОВ؛

Рассмотрим систему, состоящую из двух плоскопараллельных ионизационных камер с общим измерительным электродом А (рис. 71) и находящуюся в поле - излучения. Потенциальные электроды каждой камеры сделаны из различных материалов с

.атомными номерами متا и 2مت٠ Если измеряемое излучение распро-

преобразуется в энергию корпускулярного излучения. Электро-

242

вой. Камеры включены таким образом, что гальванометр ة регистрирует разность ионизационных токов 2،—غ٠0=;ة.

Преобладающие эффекты взаимодействия в рассматриваемой области энергий излучения - образование пар и комптоновское

рассеяние.

Пусть «Ру —плотность потока ?-квантов, падающих на поверх-

ность конвертора: предполагаем, что заметного ослабления излучения в конвекторах не происходит؛ اك)£لا(،ي£لا — доля ?-квантов, приходящаяся на интервал энергий от Еу до £?+٥£у в спектре первичного излучения. Тогда плотность тока насыщения в каме١ ре с электродом 21 будет

среды; ^(£٢) — число пар ионов на единице пути заряженной ча٦ стицы, усредненное по всем электронам и позитронам, образо-

Интегрирование производится по всему спектру ?-излучения. Пер’

Плотность ионизационного тока /к в обоих случаях одна и та же, так как в конверторах образуется одинаковое число КОМПТОНОВ’ ских электронов.

Сечение образования пар, рассчитанное на один электрон сре’

функция к(£у) определяет зависимость сечения образования пар. от энергии ?-излучения. Учитывая соотношения (79.3), для раЗ’. ности плотности токов /1 и /2 получаем

/٠0ت/٠ئ-ا2:)7ا-22(؟(٢ينلالآ)£اً(/)£اً(7٧)£اً(ى£آ. )79.4(

Между интенсивностью излучения I и плотностью потока у-кван- тов <р٦> выполняется соотношение

Подставляя в формуле (79.4) значение <pv по формуле (79.6) и

учитывая обозначение (79.7), получаем для чувствительности по

интенсивности

тельность по формуле (79.8). Основную трудность представляет вычисление величины Сечения образования пар известны с погрешностью ±2%; погрешность расчета R может составить 6 %. Заметим, что изменение энергетического спектра у-излуче- ния приводит к изменению величины R. Поэтому необходимо

вычислять R с учетом реального спектра в каждом конкретном случае.

Формула (79.8) получена в предположении, что фотоэффект отсутствует. Однако в тормозном излучении всегда присутству­ ют у-кванты низкой энергии, которые высвобождают фотоэлек­ троны. Исследования показывают, что при измерении тормозного излучения высокоэнергетических ускорителей фотоэффектом

пренебречь нельзя, если атомный номер конвертора Z29^؛. Тео­ ретически учесть роль фотоэффекта при измерении интенсивно­

сти методом разности пар чрезвычайно трудно.

Чтобы исключить влияние фотоэффекта, внутреннюю поверх­ ность конвертора с большим значением Z следует покрыть фольгой из легкого материала, поглощающего фотоэлектроны

(например, алюминиевой фольгой толщиной 50 мм).

Точность абсолютных измерений с помощью конверторов можно повысить, если учесть многократное рассеяние заряжен­ ных частиц в конверторе и длиннопробежные 6-электроны. Рас-

244

сеяние электронов в конверторе приводит к тому, что они про­ ходят в газовом промежутке путь, несколько больший, чем рас­

Среднее значение cos а можно вычислить, зная угловое рас­ пределение электронов и позитронов, выходящих из конверторов. Величиной йЭф нужно заменить значение h в формуле (79.8).

Наличие длиннопробежных 6-электронов приводит к тому, что фактическая ионизация в газовом промежутке оказывается несколько меньше, чем вычисленная по формулам (79.4) и (79.5). Среднее значение числа пар ионов на единице пути заряженной частицы %(£٦>) в формулах (79.1) и (79.2) вычисляется в предпо­ ложении, что вторичные электроны * полностью расходуют свою энергию в пределах газового промежутка. Однако среди вторич­ ных электронов могут быть такие, которые сами способны иони­ зовать газ (6-электроны) и имеют достаточно большой пробег, чтобы выйти за пределы газового промежутка. Роль 6-электро­

нов тем выше, чем меньше газовый зазор, и при использовании

метода разности пар занижение результатов достигает 12%. При учете 6٠электронов, а также рассеяния заряженных ча­

стиц в конверторе и фотоэффекта можно получить точность аб­

солютного измерения интенсивности около 10%. Такая же точ­ ность обеспечивается толстостенной камерой и квантометром.

§ 80. ДОЗИМЕТРИЯ УСКОРЕННЫХ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ

Пучки тяжелых заряженных частиц (протонов, дейтронов, тя­ желых ионов и т. п.), получаемые в ускорительных установках, находят все более широкое применение в радиобиологических

исследованиях; ускоренные тяжелые частицы применяются в ме­ дицине, а также для воздействия на различные материалы в це­ лях изучения и изменения их свойств. Поэтому все большее

значение приобретает дозиметрия тяжелых заряженных частиц и

особенно (в связи с космическими полетами) дозиметрия заря­ женных частиц высоких энергий.

Поглощенную дозу заряженных частиц можно определить, либо непосредственно измеряя энергию, переданную заряженны­ ми частицами облучаемому объекту, либо расчетным путем по известным плотности потока частиц и линейной передаче энергии. Для тяжелых частиц в принципе можно применять все экспери­ ментальные методы дозиметрии; практически, однако, приходится учитывать особенности взаимодействия ускоренных тяжелых ча­ стиц с веществом.

* Здесь — электроны, которые высвобождаются в процессе ионизации га­ за заряженными частицами, попавшими в газовый объем конвертора.

245

Обладая значительно большей массой, чем электроны, тяже­ лые частицы создают более направленные пучки, поскольку в

элементарном акте взаимодействия рассеяние происходит на меньшие углы. Тяжелые частицы создают большую плотность ионизации, что часто приводит к преобладанию колонной реком­ бинации и затрудняет собирание ионов в ионизационных каме­ рах. При высоких энергиях частиц возможны специфические ядерные реакции, которые необходимо учитывать при оценке по­ глощенной дозы.

Средняя энергия ионообразования для тяжелых частиц сохра­ няет приблизительно постоянное значение. Так, для протонов с энергиями выше 2 МэВ она может быть равной 34 эВ. Однако экспериментальных данных по средней энергии ионообразования тяжелых частиц высоких энергий сравнительно мало, и они не всегда согласуются между собой.

Для дозиметрии пучков заряженных частиц практически при­ меняют плоскопараллельные ионизационные камеры, миниатюр­ ные камеры с тонкими стенками, люминесцентные и химические дозиметры, а также активационные методы; иногда используют цилиндр Фарадея. В цилиндре Фарадея собирается заряд, пере­ носимый заряженными частицами. По величине собранного за­ ряда можно подсчитать число частиц.

Плоскую ионизационную камеру можно применять в двух ва­ риантах: 1) силовые линии собирающего электрического поля перпендикулярны направлению пучка частиц и 2) силовые ли­ нии поля параллельны пучку.

В первом случае частицы проходят параллельно электродам, не касаясь их; такая ориентировка камеры позволяет свести к минимуму поглощение частиц по пути в измерительный объем. Измерительный объем определяется площадью сечения пучка и длиной измерительного электрода; геометрическая расходимость

пучка и рассеяние частиц вносят некоторую неопределенность в величину измерительного объема.

Во втором случае частицы при входе и выходе из измеритель­

ного объема пересекают электроды по перпендикуляру. Такая ориентировка камеры позволяет точно определять измеритель­ ный объем. Для уменьшения поглощения пучка электроды долж­

ны быть по возможности тоньше. Собирающий электрод в фор­ ме диска окружен охранным кольцом. Площадь собирающего

электрода берется несколько меньшей, чем сечение пучка. Изме­

рительный объем определяется площадью собирающего электро­

да и глубиной камеры.

Взаимодействие ускоренных заряженных частиц с атомными ядрами во многих случаях сопровождается образованием радио­ активных нуклидов. При облучении биологической ткани быст­ рыми заряженными частицами наведенная активность в основном

246

эти нуклиды испускают позитроны, которые в процессе замедле­

ния аннигилируют с электронами. Возникающее при этом анни­

Измеряя суммарную активность А через различные проме­

жутки времени, можно составить систему уравнений, из которой легко определить Ао, Ам и Ас. Содержание кислорода, азота и углерода в ткани известно, поэтому при заданных сечениях реак­

ций можно найти плотность потока заряженных частиц. Подоб­ ный метод был использован при изучении пространственного рас­ пределения плотности потока заряженных частиц в теле облу­

чаемого животного.

Для абсолютного определения плотности потока частиц в

пучке удобно применять полиэтиленовые фольги, в которых ак­

тивируется нуклид 12С.

Вычисляя поглощенную дозу по измеренной плотности потока частиц, следует учитывать передачу энергии в результате взаи­ модействия как с электронами среды (ионизация и возбуждение

атомов), так и с ядрами. Расчеты показывают, что в легких ве­ ществах можно пренебречь вкладом в поглощенную дозу ядерного взаимодействия протонов с энергией ниже 200 МэВ. С уве­

личением энергии протонов роль их взаимодействия с ядрами возрастает; так, при энергии протонов 660 МэВ вклад в дозу в результате передачи энергии в ядерных взаимодействиях состав­ ляет 10 % в биологической ткани и 21 % в свинце *.

Для дозиметрии тяжелых заряженных частиц с успехом мож­

но применять ядерные фотоэмульсии. Вдоль трека заряженной частицы в эмульсии образуется скрытое изображение, которое проявляется в результате химической обработки. Число проявлен­ ных зерен галоидного серебра, входящего в состав эмульсии,

можно сосчитать, и оно пропорционально энергетическим поте­ рям заряженных частиц. При очень больших значениях йЕ/йх пропорциональность нарушается. Диапазон энергетических по­ терь, для которых сохраняется пропорциональность между чис­

лом зерен и величиной (1Е/с1х, можно расширить, применяя на­ бор эмульсий различной чувствительности. Для частиц с боль­ шими значениями (1Е/с1х счет зерен следует производить в менее

чувствительной эмульсии. Такой набор можно составить, напри­ мер, из следующих типов эмульсий: БР-2 — для регистрации про­

* Расчеты выполнены И. Б. Кеирим-Маркусом с сотрудниками,

247

100 МэВ, Т-3 — для протонов с энергиями до 30—50 МэВ и П-8—

через поверхность эмульсии за все время облучения. Поглощен، ная доза в веществе эмульсии

средний путь, пройденный частицами в слое эмульсии, выражен­ ный в единицах ее толщины. Величину г можно приближенно вычислить в каждом конкретном случае, если известно угловое распределение регистрируемых частиц.

ГЛАВА 12

ЛПЭ-МЕТРИЯ

§ 81. ОБЩИЕ ЗАМЕЧАНИЯ

Наличие связи между линейной передачей энергии (ЛПЭ)

заряженных частиц и радиационным эффектом расширяет возмож­ ности дозиметрии излучений различного качества. ЛПЭ оказы٠ вается более универсальной качественной характеристикой излу­ чения, чем его энергия. Это проявляется в том, что для различ­

и дозы в большом числе случаев позволяет сопоставить излучения различных видов по отношению к радиационному эффекту. Зна­ ние ЛПЭ необходимо для определения относительной биологи­ ческой эффективности и коэффициента качества излучения. Одно­

временное измерение поглощенной дозы и ЛПЭ в принципе по­ зволяет определять эквивалентную дозу излучения.

Задача определения ЛПЭ, однако, не является простой. Да­ же в поле моноэнергетического излучения возникающие в облу­

чаемом веществе заряженные частицы имеют различные ЛПЭ,

поэтому необходимо измерять ЛПЭ-спектры, представляющие собой распределение ЛПЭ либо по числу частиц, либо по погло­

щенной энергии.

Измерение и исследование ЛПЭ-спектров является предметом раздела дозиметрии — ЛПЭ-метрии.

При разработке дозиметрических детекторов иногда удается обеспечить такую зависимость их чувствительности от вида из­

лучения, что в некотором энергетическом диапазоне их показа-

248

ния пропорциональны эквивалентной дозе. Дозиметры такого

типа иногда называются бэрметрами. В бэрметрах обычно не из­

циент качества или относительную эффективность действия излу­ чения (в частности, ОБЭ), которые связаны со средними значе­ ниями ЛПЭ. Это позволяет отнести вопросы бэрметрии к зада­

чам ЛПЭ-метрии, что в некоторой степени условно *.

Имея в виду обобщенный принцип дозиметрии, уместно отме­ тить, что ЛПЭ-метрия реализует моменты более высокого поряд­

ка спектра энергетических потерь, чем простое измерение погло­ щенной дозы. Действительно, эквивалентную дозу можно опре­ делить следующей формулой:

щенной дозы, обусловленная частицами с ЛПЭ в интервале от Ь

до ٥(£)—плотность распределения дозы по ЛПЭ, ко­

торая связана с флюенсом частиц Ф(£)

٥)٤)=ф(£)٤. (81.2)

Ф(£) можно трактовать как плотность распределения числа ча­

стиц по ЛПЭ.

О зависимости эффективности действия от ЛПЭ можно пред­ положить, что она является гладкой дифференцируемой функ­ цией, принимающей только положительные значения. Представим г٤(١) в виде ряда разложения по степеням величины ٤:

Если Ф — полный флюенс частиц со всеми возможными зна­

* Термин «бэрметрия» выходит из употребления, уступая место более ши­ рокому по смыслу — «эквидозиметрия».

249

собой вероятность обнаружить трек, связанный с ЛПЭ в преде-

Подставив формулу (82.13) в (82.12), получим ع£)ملربيحل=)ةة٠(ع)مل(حللحل. )82.14(

Из сопоставления формул (82.6) и (82.14) заключаем, что ع)حل(=ا)حل(٠ Следовательно, доля длины треков, связанных с

ЛПЭ, равной ٤, равна вероятности того, что произвольно вы-

бранный трек связан с частицей, ЛПЭ которой равна [. в этом смысле функции ك)ك) и ع)غ) характеризуют частотное лпэ-рас- пределение, и среднее значение Ет можно назвать частотным сред٠ ним значением ЛПЭ.

Если задан частотный ЛПЭ-спектр ф(٤), то полная доза определяется формулой

где ه)حل)—дозовый ненормированный ЛПЭ-спектр, или плотность распределения дозы по ЛПЭ, так что ه)حل(ىحل есть часть дозы, обусловленной частицами, ЛПЭ которых лежит в пределах от حل до حل+هحل. Заменив ٠)حل(=ج)حل(٠» где غ)حل) - плотность вероятности найти частицу с заданным значением ЛПЭ, а

ф — полный флюенс всех частиц, запишем

252