Р=<рЕ. (108.3)

В тех случаях, когда радиационные потери незначительны, мож­но ЛПЭ заменить тормозной способностью вещества.

Мощными источниками потоков заряженных частиц являются ускорители. При использовании ускорителей возникает необходи­мость дозиметрии внешних потоков заряженных частиц, обладаю­щих различной ионизирующей способностью в широком энергети­ческом диапазоне. Это — электроны, протоны, а также мюоны и пионы, которые могут возникать в высокоэнергетических ускори­телях в процессах ядерных превращений. Упомянутые частицы имеют одинаковый заряд, но различаются массой. Мюоны и пио­ны, кроме того, нестабильны; их вклад в дозное поле приходится учитывать в целях противорадиационной защиты.

При дозиметрии пучков ускоренных протонов надо учитывать резкое возрастание ЛПЭ в конце пробега частицы (пик Брэгга).

В специальных установках могут генерироваться также пучки ускоренных тяжелых ядер.

До определенной энергии заряженная частица практически теряет энергию только на ионизацию, однако этот энергетический диапазон преобладания ионизационных потерь зависит от рода частиц. Различия в свойствах частиц определяют различия в зна­чениях ЛПЭ (при одинаковой энергии) и коэффициента качества.

Полный набор заряженных частиц — от электронов до тяже­лых ядер — встречается в условиях космического полета.

Большой вклад в развитие отечественной дозиметрии пучков высокоэнергетических заряженных частиц внесли В. Е. Дудкин, Е. Е. Ковалев, М. М. Комочков, В. Н. Лебедев, В. В. Фролов.

В следующих параграфах рассматриваются принципы дози­метрии внешних потоков (3-излучения и ускоренных частиц.

Мощными источниками потоков заряженных частиц являются ускорители. При использовании ускорителей возникает необхо­димость дозиметрии внешних потоков заряженных частиц, обла­дающих различной ионизирующей способностью в широком энер­гетическом диапазоне.

В следующих параграфах рассматриваются принципы дози­метрии внешних потоков (3-излучения.

§ 109. Расчетные методы дозиметрии р-излучения

Будем рассматривать электроны, энергия которых достаточно низка, так что потерями энергии на тормозное излучение по сравнению с ионизационными потерями можно пренебречь. Так, для энергии электронов МэВ такое пренебрежение воз­

можно с максимальной погрешностью ±6%, если поглощающей средой являются легкие вещества с атомным номером ٤،13. Тогда для моноэнергетического излучения с плотностью потока частиц мощность дозы в материале с атомным номером 7

Р = (،٠٩,

где (йЕ/йх)г — тормозная способность вещества 2.

22—6408 337

Рассмотрим направленный пучок электронов, падающий на плоский бесконечно толстый поглотитель под углом 0٠ (рис. 91). Поглотитель можно считать бесконечно толстым, если его тол- щина больше пробега самых быстрых электронов спектра. Пусть фо(٤)—функция энергетического распределения электронов в рассматриваемом пучке до его входа в поглотитель, так что q)o(E)dE есть плотность потока частиц в интервале энергий от Е до E-[-dE.

По мере проникновения в глубь поглотителя будет изменять- ся угловое и энергетическое распределение частиц. Пусть ф(г, Е, ،٥, <р)—угловое и энергетическое распределение плот- ности потока частиц в точке Л (г), определяемой радиусом-век- тором г(٥ и ср в скобках обозначают угловые координаты).

Интегральная плотность потока в точке А <f_A ٠٢ ٠٢ ٠ (Г, Е, ٥, y)dEdQ,

.а плотность тока частиц в этой же точке j_л = ٠٢ ٤ <р (г, Е, ؟ ,٥>) Я dEdQ.

Плотность тока частиц /д через плоскость, параллельную пе- редней поверхности поглотителя и проходящую через точку Л (г), равна проекции плотности тока ja на направление, перпенди- кулярное рассматриваемой плоскости (см. рис. 91):

/а = ٢ ٠٢ <р (г, Е, &, <р) cos №EdQ.

Путь, проходимый в слое dx электроном, летящим в направ- ٠лении Я, равен ٥=/٥/cos ٩9١.

Средний путь всех электронов в слое dx около точки Л (г)

определяется соотношением

У ٢—-—۴(г, Е, 0» ؟)cosftdFdQ Ея ٠،° ?а٥

؟٠ ٠٢ <p(r, Е, ft, ۴)cosft٥£٥2 М

Обозначим r=dl/'dx\ по физическому смыслу г есть луть частицы, выраженный в единицах толщины слоя

(109.1)

(109.2)

(109.3)

(Ид =

(109.4)

средний

Те-

перь мы можем написать следующее выражение для мощности ,дозы Ра в точке А поглотителя:

г> Е, 9.)~dEd2)؟٢ ٠٢

٩٦- = dEdQ ؛ (P_A = ^y(r, Е, Q

٩٩. \ldE

А٠؟

(109.5)

;338

Чтобы перейти от плотности потока частиц фА в точке А к плотности потока перед поглотителем фо, введем функцию /ф ослабления плотности потока

؛Ф==фл/ фо.

Аналогично можно ввести функцию ослабления плотности тока ع/==0ا/د/ = رم/ (фо cos 00),

где

.£/،(£) ٠?٢ =٠?

Подставив эти функции в формулу (109.5), получим следую- щее выражение для мощности дозы в точке А:

Ра ٠مأ<؟ ٠ (|)л ٥? هع(ا)عس ٠ c٥s V/л с١л٠ (109-6)

В ходящая в формулу величина (d,E/dx)A определяется дей- ствуюним энергетическим спектром в веществе поглотителя около точки Л, а Га зависит от углового распределения частиц в этой же точке. Точный теоретический расчет глубинного спект- ра, углового распределения и функции ослабления f при задан- ных характеристиках ПОЛЯ излучения до поглотителя в общем случае не представляется возможным, в основе этого расчета лежит кинетическое уравнение для электронов, которое может быть решено лишь в частных случаях при упрощающих при- ближениях.

Возможен другой подход в расчетных методах дозиметрии, основанный на изучении тонкого направленного моноэнергетиче- ского пучка частиц (тонкий луч).

Тонкий луч можно рассматривать как элементарный источник. Суперпозицией ПОЛЯ излучения таких элементарных источников можно описать поле излучения реального источника. Этот метод оказался плодотворным применительно к фотонному излучению при расчете радиационных полей в защитных средах (в СССР этот метод развит о. и. Лейпунским, л. р. Кимелем, А. м. Пан- ченко). Применительно к электронному излучению метод тонкого луча, однако, развит значительно хуже.

Трудности теоретического анализа ПОЛЯ электронного излу- чения заставляют использовать приближенные полуэмпирические методы расчета дозы.

Один из таких методов основан на возможности построения универсальной функции ослабления мощности дозы fp, приме- нимой для широкого диапазона энергий электронов (Д. п. Оса- нов, Г. Б. Радзиевский).

Анализ экспериментальных данных показал, что если тол- щину поглотителя выражать в долях пробега электронов, то функция ослабления зависит от углового распределения исход- ного излучения и мало зависит от энергии. Метод учитывает так- 22* 339

же влияние обратно рассеянных частиц. Мощность дозы в бес- конечно тонком слое поглотителя на глубине х можно записать в виде

۶(*) = ٢[1 + Д٠₀Г£) -٢٠. Е, Ь^Е, (109.7) Е

где ۶_Р(х, £, 0_О)—функция ослабления мощности дозы, обуслов- ленного электронами, падающими под углом 0о; Д(٤)—относи- тельный прирост мощности дозы, обусловленный обратно рас- сеянными электронами (дозный коэффициент обратного рассея- ния) , Д (٤) = (Р_н—۶о) /۶о; Рн — мощность дозы в тонком поверхностном слое поглотителя, толщина которого й; ۶о— мощ- ность дозы в изолированном тонком слое вещества поглотителя.

Дозный коэффициент обратного рассеяния определяется на основе экспериментальных данных.

Дозный коэффициент обратного рассеяния можно связать с энергетическим коэффициентом обратного рассеяния р(Е), ко- торый равен относительному увеличению энергии излучения пе- ред поглотителем из-за обратно рассеянных электронов:

٠٢ <۶рас(٤٥٤(٤ Р(٦=(٤ ٠—

где фрас (٤)—энергетический спектр обратно рассеянных элек- тронов перед слоем поглотителя.

Полная энергия, поглощенная в облучаемом образце в рас- чете на единицу площади, равна интегралу по мощности дозы по всей толщине образца.

В образце поглотится энергия всех входящих в него электро- нов за вычетом энергии всех обратно рассеянных электронов (толщина образца больше пробега электронов) равна поглощен- ной энергии; для электронов с энергией £о

(1 —р)£_٠<р_е=٢ Р(х)،/х٥Р(0) ؛М٥(٨х. (109.8)

о

Для поверхностного слоя поглотителя (х=0) функция /р(х) = = 1 по определению. Учитывая это, из формулы (109.7) получаем для моноэнергетических электронов следующее значение мощ- ности дозы в поверхностном слое:

Р(0)٩1٠Д(٠£)٤ ٠). (109.9)

ах

Сравнив формулы (109.8) и (109.9), получим соотношение между коэффициентами р и Д

₌(1₊Д)_٠£)٤₎.

٠'-) ۶۶ ٠١

340

Коэффициент р можно определить экспериментально, а по нему уже найти коэффициент Д.

Чтобы окончательно вычислить мощность дозы по этому ме­тоду, необходимо знать энергетический спектр и угловое рас­пределение падающего излучения.

В случае неизвестного спектрального состава исходного из­лучения можно использовать косвенные методы определения дей­ствующих спектров на разных глубинах поглотителя. Так, метод, предложенный В. Ф. Барановым, основан на изучении функции ослабления тока частиц (х) ٠ Здесь также используется тот факт, что вид функции, описывающей ослабление тока моно- энергетических электронов в барьерной геометрии, фактически не зависит от начальной энергии электронов, а определяется лишь углом падения на поглотитель. Это позволяет по измерен­ной кривой ослабления тока рассчитать форму глубинного спект­ра, не имея детальных сведений об энергетическом составе па­дающего на поглотитель излучения. Мощность дозы опреде­ляется по формуле (109.6). Усредненное значение {йЕ/йх)_А вы­числяют по глубинному спектру. Средний путь электронов г_А в тонком слое на глубине х берется из анализа экспериментальных данных. Оценки показывают (В. Ф. Баранов), что г«2 при толщине поглотителя О،

Полуэмпирические методы не всегда дают удовлетворитель­ную точность определения дозы. Иногда они пригодны лишь для оценочных расчетов. Однако практическое удобство этих методов и трудности теоретического анализа поля электронного излучения приводят к интенсивным работам по усовершенство­ванию полуэмпирических методов.

§ 110. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ МЕТОДЫ ^ДОЗИМЕТРИИ

Принципиально все методы дозиметрии фотонного излучения могут быть использованы для дозиметрии р-излучения. Применяя тот или иной метод на практике, следует учитывать быструю поглощаемость р٠частиц, их малый пробег и энергетический спектр. Распространенный ионизационный метод наиболее удачно реализуется в экстраполяционных камерах. Наличие в сложном р-спектре частиц с низкой энергией и соответственно с малой длиной пробега приводит к неравномерной ионизации по на­правлению распространения излучения. С помощью обычной ионизационной камеры можно получить лишь усредненный по всему ионизационному объему результат; это ограничивает точ­ность определения координат точки, к которой следует отнести измеренную ионизацию. К р-излучению применима теория Брэг­га—Грея, если ионизационный объем намного меньше пробега электронов. Вследствие конечных размеров ионизационного объ­ема условия Брэгга—Грея для случая р-излучения могут быть существенно нарушены.

341

لاعم

Рис. 92. Типичная зависимость ионизационного тока ٤٠ в экстраполяционной ка­мере от расстояния между электродами Н

Рис. 93. Схема плоскопараллельной экстраполяционной камеры

Принцип экстраполяционной камеры заключается в том, что измеряется ионизация между электродами, расстояние между которыми может изменяться. Типичная кривая зависимости иони- зационного тока ٤' от расстояния между электродами и пред- ставлена на рис. 92. Величина تأ/(غه/٠هلى)=ئо называется экс- траполяционным током и представляет собой предельное значе- ние ионизационного тока насыщения на единицу ширины зазора: таким образом, исключается влияние зазора.

Наиболее употребительна плоскопараллельная ионизационная камера (рис. 93). ^-Частицы проходят через передний электрод В и производят ионизацию газа между электродами в и с. Элек* трод А служит для выранивания электрического ПОЛЯ и точного определения ионизационного объема. Энергия, поглощенная в единице объема материала электрода в на границе около за- зора:

\EzWqSzZSh (110.1)

где № —средняя энергия ионообразования в воздухе: ي —число пар ионов, образующихся в единице объема зазора в единицу времени2ك ؛ и 5٢ —тормозная способность материала переднего электрода и газа в зазоре соответственно. Величина а опреде- ляется по экстраполяционному току: ،7=،٠3ح3ك)ا), где وك — пло- щадь переднего электродаع؛ —заряд одного иона.

С учетом зависимости плотности газа от температуры и дав- ления мощность поглощенной дозы ?7, гр/с, в материале пе- реднего электрода на границе около зазора при температуре /, ٥с, и давлении р, мм рт. ст., определяется формулой

(110.2) .بقكتكآلع4ا3()امم

342

в этой формуле величина № выражена в электрон-вольтах: и — в амперах на 1 см; 3ك —в квадратных сантиметрах; ро-плот ность газа при р=760 мм рт. ст. и /=о٥с в граммах на 1 см3.

Меняя толщину переднего электрода, можно определить рас- пределение поглощенной дозы по глубине.

Для целей р-дозиметрии можно использовать сцинтилляци- онную технику. Однако в сцинтилляционных дозиметрах с тол- стыми кристаллами усреднение дозы по толщине может привести к грубым ошибкам. Изготовление тонких кристаллов, толщина которых меньше пробега электронов, связано с определенными трудностями. Дозу (излучения можно определить достаточно точно по измеренному с помощью сцинтилляционного спектро- метра спектру (частиц. Пусть ф(£)— флюенс электронов с энергией в интервале от Е до £سب. Интегральный флюенс Ео

электронов Фо= ت Ф(£)،/£, где 0ء- максимальная энергия электронов. Поглощенная доза в материале 2

(110.3) ٠س إغ)(ج)٠^؟ل:₂حك

0

где (2 (ئ/ا£ه —тормозная способность вещества 2 для электро- нов с энергией Е. Средняя доза, приходящаяся на одну 0-частицу,

определится соотношением

£لى (٠ولى/£لى)(ك)<0 ا

2 د „о

(4.“') لمأ)٠

٢ Ф(Е)с1Е

Таким образом, средняя доза, приходящаяся на одну части- цу, равна тормозной способности, усредненной по всему спектру. Величина (йЕ1(1х}г зависит от энергии 0-частицы, и эта зави- симость достаточно хорошо известна. Определив эксперимент тально спектр 0-излучения, по известной зависимости (،/£/،/%) г от энергии можно найти (،/£/،/%) ٤, т. е. ٥ь Тогда искомая доза ٥₂=٥1Фо, где флюенс Ф_о измеряется одновременно с энергети- ческим спектром сцинтилляционным спектрометром.

Этот удобный метод 0-дозиметрии разработал К. К. Аглин- цев. Если йЕ/йх выражено в мегаэлектрон-вольтах на 1 г/см², то ٥, Гр/0-част., равна

٥₁₌1,6٠10-¹⁰٠٥). (110.5)

Спектрометрический метод особенно удобен при дозиметрии 0-излучения от плоских источников. Специальные исследования показали, что ٥1 для данного нуклида и данного типа подложки

343

Р٠излучения. Пробег р-частиц, обладающих энергией до несколь٠ ких сот килоэлектрон-вольт, в материале фотопленки сравним с толщиной пленки. Толщина эмульсии обычно бывает около 6 мг/см², а целлулоидной основы — около 26 мг/см². При облу- чении направленным пучком частиц пленки с двусторонним эмуль- сионным слоем электроны с энергиями до 60 кэВ закончат свой путь в переднем эмульсионном слое; электроны с энергиями от 60 до 200 кэВ задержатся целлулоидной основой; электроны с несколько большей энергией задержатся задним эмульсионным слоем, и лишь частицы, обладающие энергией выше 250 кэВ, пройдут через оба эмульсионных слоя. По мере повышения энергии частиц их путь становится более прямолинейным. Элек- троны низкой энергии могут иметь полную длину пути в эмуль- сионном слое значительно больше, чем электроны высокой энер- гии, длина пути которых приближается к толщине эмульсии. Указанные обстоятельства определяют заметную зависимость чув- ствительности фотопленки от энергии падающих заряженных ча- стиц. Наличие светозащитного экрана не позволяет регистриро- вать электроны, пробег которых меньше толщины экрана. Помимо энергетической зависимости существенное значение име- ет зависимость чувствительности от угла падения р-частиц. Сле- дует различать чувствительность по дозе и чувствительность по потоку частиц. Угловая зависимость в обоих случаях различна.

Сравним чувствительность по дозе и по потоку для пленки с бесконечно тонким эмульсионным слоем, т. е. будем считать, что толщина эмульсии значительно меньше пробега 6-частиц. Рассмотрим два случая: диффузионное падение частиц из всего полупространства над пленкой (это может быть, если источники равномерно распределены в пространстве над пленкой) и на- правленное перпендикулярное падение Р-частиц.

Пусть /(0)d0— число электронов, проходящих через едини- цу площади пленки около точки А под углом от 0 до 0+٥0 (рис. 94). Другими словами, это есть дифференциальная плот- ность тока частиц через поверхность пленки. Если в единицу времени в единице объема пространства над пленкой dV воз- никает п_е электронов, то функция углового распределения плот- ности тока частиц

= J٥-cos9, (110.6)

v

344

где интегрирование производится по всему объему V, из кото- рого частицы могут достичь пленки؛ г —расстояние от точки А до элемента объема dV.

Каждый элемент объема рассматривается как точечный ИС- точник, плотность потока частиц, от которого уменьшается обрат- но пропорционально квадрату расстояния. Элемент объема в сферических координатах dV==r² sin QdQdrdqр. Подставляя его значение в выражение (110.6) и интегрируя по объему, радиус которого равен пробегу частиц в пространстве над пленкой /?о, получаем

j(6)ل ٠٢٥ = 0ى пе sin в cos sdrdb = خ n_e sin Seos bdb. (110.7)

0

Формула (110.7) определяет угловое распределение плотно- сти тока частиц через пленку при диффузионном падении.

Оптическая плотность пленки пропорциональна полному пути, проходимому заряженной частицей в заданной лпэ в эмуль- сионном слое. Если толщина слоя эмульсии равна ft, то частица, попадающая на эмульсию под углом 0, пройдет путь ft/cos 0. От- сюда оптическая плотность пленки при диффузионном падении может быть определена выражением

$диф = а 110.8) د7ال 2،=ةلى٢ل (0)/ ت)

где а —постоянный коэффициент.

Интегральную плотность тока частиц получим интегрирова- нием функции распределения по всем углам:

9. _إلئ6ي(6)/ت=ه„ع/

Из формул (110.8) и (110.9) находим значение чувствитель- ности по плотности тока частиц при диффузионном падении:

5диф/^٠диф = 2٥^. (110.10)

Рассмотрим теперь направленное перпендикулярное падение. -В этом случае путь, проходимый каждой частицей в эмульсии, равен толщине слоя л. Оптическая плотность пленки при направ- ленном падении пропорциональна произведению плотности тока частиц на толщину эмульсионного слоя; плотность тока в этом случае совпадает с плотностью потока:

Hanp=۵)٠Hanpft٠

Отсюда чувствительность при направленном падении равна

Sh апр/напр:::،г/г٠ (110.11)

345

источника, находящегося на расстоянии пленка и источник параллельны друг времени с единицы площади источника электронов. Под углами в пределах придут электроны из кольца радиусом

Функцию углового распределения частиц можно

/(0)٥0 = 2٠ ۶٢ со6 ؟.

٥р. записать

Сравнив выражения (110.10) и (110.11), можно сделать вывод, что чувствительность по плотности тока частиц для тонкого эмуль- сионного слоя в случае ненаправленного диффузионного падения в 2 раза выше, чем в случае направленного перпендикулярного падения.

Рассмотрим теперь излучение плоского бесконечно тонкого

у от поверхности пленки; другу. Пусть в единицу вылетает во все стороны от 0 до 0+٥0 в точку А

р и шириной

Так как

р= у: г СОБ 6, = ,8 ن

ج СОЗ 9

ТО

/٠ (0) вт 6ية.

При определении оптической плотности пленки $_пл и плот­ности тока частиц через ее поверхность /_пл для плоского источ­ника необходимо производить интегрирование в пределах от 6 = 0 до 6=0о, где 0о — предельный угол, для которого рас­стояние г равно пробегу частиц в воздухе 7?. Электроны, летящие под большим углом, не долетят до пленки:

لى==8يп₅Н 1п ي— ;

2 сов 9٥

н

0 9

.(0٥ 1 —СОЗ)،»به в)،،в) / ؛ = пл/

Заменив 00=1, получим формулу для чувствительности по плотности тока частиц в случае моноэнергетических электро- нов, выходящих из тонкого непоглощающего слоя:

110.12) طسلض:تخغ) /пл 1 غاءذ

При выводе этой формулы предполагается, что каждый электрон, попавший в эмульсионный слой толщиной й, обязательно пере- сечет его. в действительности при углах, близких к 00, часть электронов остановится в эмульсионном слое. Величина этого эффекта в общем случае зависит от толщины эмульсии л и рас- стояния у между пленкой и источником.

346

Рис. 95. Влияние угла падения электронов на энергетическую за­висимость оптической плотности фотографической пленки:

₅ — оптическая плотность при нормаль­ном падении

Рис. 96. Принципиальная схема кожного дозиметра

Теоретически чувствительность по дозе для тонкого слоя не должна зависеть от угла падения частиц. Действительно, по­глощенная доза в эмульсионном слое пропорциональна произ­ведению плотности тока частиц на средний путь одной частицы в слое. Плотность тока обратно пропорциональна cos 0, средний путь пропорционален cos 0, а их произведение от угла не зави­сит. Так как оптическая плотность пропорциональна поглощен­ной дозе, следовательно, и чувствительность по дозе не зависит от угла падения частиц.

В действительности наличие светонепроницаемого экрана и низкоэнергетических частиц в спектре излучения может привести к появлению угловой зависимости.

Кроме того, при большом угле падения путь электронов в эмульсии увеличивается настолько, что заметная часть электро­нов заканчивает в ней свой пробег. Этот эффект тем сильнее, чем больше угол падения. Следовательно, даже для «голого» эмульсионного слоя конечной толщины дозовая чувствительность уменьшается при достаточно большом угле падения электронов.

Рисунок 95 дает представление о влиянии угла падения элек­тронов на энергетическую зависимость оптической плотности фо­тографической пленки.

Необходимость измерять чистое ،3-излучение для оценки ра­диационной опасности возникает довольно редко. Гораздо чаще требуется производить измерения в смешанном корпускулярно­фотонном поле излучения. Индивидуальную дозиметрию в этих условиях можно произвести фотографическим методом. Для одно­временной оценки степени опасности от различных видов излу­чений в смешанном поле все большее распространение получают многопольные фотодозиметры.

Внешние потоки (3-излучения действуют прежде всего на кожу, поражение которой и определяет радиационно-индуцированный эффект. Исследования, выполненные под руководством Д. П. Оса­нова, по установлению связи между поглощенной дозой в коже и медико-биологическими показателями ее лучевого поражения

347

привели к разработке кожного дозиметра, показания которого адекватны радиационно-индуццрованному эффекту.

В структуре живой кожи можно выделить два слоя: наруж­ный толщиной примерно 7 мг/см² (70 мкм), состоящий из мерт­вых клеток, не чувствительных к излучению, и чувствительный слой — эпидермис, основу которого составляют радиочувствитель­ные базальные клетки. Исследования показали, что базальные клетки неравномерно распределены по толщине кожи: макси­мальная их концентрация приходится на глубину в пределах до 100 мкм от поверхности кожи, затем концентрация базальных клеток падает до нуля. Базальные клетки находятся в коже на глубине до 2000 мкм. Под действием излучения часть базальных клеток гибнет и их начальное глубинное распределение изме­няется.

Полное количество базальных клеток в ткани, приходящееся на единицу площади поверхности кожи, т١ однозначно связано со степенью ее лучевого поражения. Величина ،٩ названа авто­рами упомянутого исследования интегральной клеточностью эпи­дермиса, которую и принимают в качестве количественной ха­рактеристики состояния кожи после облучения. Интегральную клеточность эпидермиса т١ можно представить следующей фор­мулой:

т] = ٠٢ п (х) 5 (х) ٥/х, (110.13)

где п(х)—плотность распределения концентрации базальных клеток по глубине кожи х до облучения; п(х)йх — концентрация клеток на глубине в пределах от х до х+،/х; 5(х) —вероятность того, что клетки на глубине кожи х после облучения в дозе ٥(х) не погибнут и сохранят способность к последующему де­лению, обеспечивающему восстановление кожи. Установлена сле­дующая зависимость 5(х) от дозы:

₅(_Х) ₌ 1_{1__ехр [—0,3٥(х) ]}⁶’⁶. (110.14)

Из формул (110.13) и (110.14) следует, что кожный дози٠ метр должен измерять распределение дозы £>(х), поскольку это распределение однозначно определяет интегральную клеточность эпидермиса.

Принципиальная схема кожного дозиметра Д. П. Осанова по­казана на рис. 96. Плоские, тонкие, чувствительные 6-излучению детекторы 1 помещены в тканеэквивалентную матрицу 3. Рас­стояние между детекторами подобрано так, чтобы плавную до- зовую функцию О(х) можно было восстановить с приемлемой точностью по показаниям трех детекторов. В одном из вари­антов дозиметра чувствительными детекторами служат фторопла­стовые пленки толщиной 40 мкм с внедренным в них фтористым литием. Детекторы расположены на расстояниях 50, 500 и 1500 мкм от передней поверхности. Светонепроницаемое входное окно 2 имеет диаметр 15 мм и толщину 1 мг/см². Весь дозиметр, 348

таким образом, представляет собой небольшую многослойную таблетку, заключенную в футляр 4.

Дозиметрическую информацию регистрируют измерением ра­диационно-стимулированной термолюминесценции фтористого ли­тия. По трем значениям дозы находят три значения вероятности выживаемости базальных клеток 51٠ 3₂ и Зз٠ Формула (110.13) с учетом известной зависимости п(х) приводится к следующему приближенному виду:

т١=0,531+0,33₂+0,23₃. (110.15)

Таким образом, по показаниям дозиметра определяют инте­гральную клеточность т٦, которая однозначно связана со степенью лучевого поражения кожи. Процедура перевода показаний дози­метра в значения т١ легко может быть переложена на язык вы­числительной программы и компьютеризована.

Дозиметр описанного типа предназначен для оценки и про­гнозирования степени повреждения кожи при облучении в до­статочно больших дозах, которые могут быть, в частности, при радиационных инцидентах и авариях.