3. Взаимодействие  - частиц с веществом.

При прохождении через вещество любая заряженная частица теряет кинетическую энергию на ионизацию и возбуждение атомов вещества. Эти потери и определяют пробег частицы. Очевидно, что величина ионизационных потерь, обусловленных кулоновским взаимодействием пролетающей частицы заряда Ze с электронами вещества, определяется главным образом ее зарядом, скоростью V и плотностью электронов в веществе n. Можно показать, что в нерелятивистском случае удельные ионизационные потери (потери на единице длины пробега) тяжелой заряженной частицы M>>m_e определяются зависимостью:

(3.1)

здесь J = (13,5*Z)*1,6*10^-12 эрг - средний ионизационный потенциал атомов поглощающего вещества, где Z - заряд ядер среды.

Таким образом, удельная потеря энергии заряженной частицы на ионизацию пропорциональна квадрату заряда частицы, концентрации электронов в среде, некоторой функции от скорости частицы и не зависит от массы частицы М.

Пробег частицы R можно определить как расстояние, которое она проходит до момента полной энергии. Путь такой частицы в среде, как правило, прямолинеен, а полный пробег определяется интегралом:

(3.2)

Зависимость ln(2meV²/J) от скорости частицы приведена на рис.3. При скоростях  - частиц (1÷2.2)*10⁹см/с (E= 4÷15 МэВ), нужно использовать наклонную часть кривой (cm. рис.3), которую с большой степенью точности можно заменить прямой линией:

. (3.3)

При таком приближении по экспериментальной кривой определяется значение k, v² заменяется на 2Е/m и определяется интеграл (3.2). Если  - частицы, испускаемые естественными  - активными изотопами, движутся в воздухе, то интеграл (3.2) дает следующую эмпирическую формулу для полного пробега R_α:

R_α (см)= 0.318Е^3/2 (МэВ) (3.4)

для 3< R_α <7 см.

4. Экспериментальная часть.

4.1. Описание экспериментальной установки

Схема установки для определения пробега  - частиц в воздухе изображена на рис.4. В камеру 1 на платформу винтового лифта помещается исследуемый радиоактивный источник 2. α - частицы источника проходя через воздушный слой заданной толщины X попадают на сцинтилляционный экран (на поверхность экрана нанесён сульфид цинка ZnS) 3 и вызывают в нем световые вспышки. Эти вспышки с помощью фотоэлектронного умножителя (ФЭУ) 4 преобразуются в импульсы электрического тока. Эти импульсы в свою очередь регистрируются пересчетным устройством 5, присоединенным к выходу ФЭУ. Для работы ФЭУ необходимо приложить к его электродам высокое напряжение от блока высокого напряжения 6.

Изменяя толщину слоя воздуха путем перемещения источника с помощью винтового лифта 7 снимается зависимость скорости счета  - частиц от толщины слоя X (фиксируется по шкале 8). Так как световые вспышки на сцинтилляционном экране образуются не только от  - частиц исследуемого источника, но и от других различных частиц проникающих внутрь камеры 1 от внешнего радиационного фона, то эта зависимость будет представлять собой ниспадающую кривую плавно переходящую на горизонтальную линию радиационного фона (см. рис.5). Спад кривой обусловлен двумя факторами:

1. На всем протяжении кривой - фактором уменьшения телесного угла, под которым виден экран из плоскости радиоактивного источника;

2. В конце этой кривой фактором полного поглощения  - частиц воздушным слоем.

По этой зависимости величину полного пробега R  - частицы определяют как расстояние от оси ординат до точки пересечения кривой поглощения с уровнем фона (см. рис.5).