книги из ГПНТБ / Федюшин Б.К. Ядерные излучения тел различной формы. Основы теории
.pdfПолиэнергетические системы встречаются гораздо чаще моно энергетических. Наиболее известными примерами полиэнерге тических систем являются тепловые нейтроны и мгновенные нейтроны деления. Однако любая система частиц характеризу ется двумя важными величинами, одна из которых называется потоком частиц, а другая — плотностью потока частиц. Рас смотрим обе эти величины сначала для моноэнергетических, а затем для полиэнергетических систем.
|
Предположим, что в веществе имеются безразлично по |
||||||||
каким |
причинам |
моноэнергетические |
частицы |
с энергией Е |
|||||
и величиной скорости ѵ, причем плотность |
распределения |
||||||||
частиц |
в веществе |
в общем |
случае |
|
|
|
|||
|
|
|
|
л = д(г, |
t). |
|
|
(2.147) |
|
|
Потоком |
моноэнергетических частиц |
называется |
скалярная |
|||||
физическая |
величина |
|
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
Ф = ф(г, t) — nv. |
|
|
(2.148) |
||
|
Из (2.148) можно сделать заключение, что поток моноэнер |
||||||||
гетических |
частиц |
численно |
равен пути, который пролетели бы |
||||||
все |
частицы, находящиеся в |
1 см? вещества, за |
1 сек, если бы |
||||||
не |
было рассеяния |
и поглощения. Так как один акт |
рассеяния |
||||||
частицы |
происходит в среднем |
на пути hs, а один |
акт погло |
||||||
щения частицы происходит в среднем на пути Ха, то число
моноэнергетических |
частиц, рассеянных в 1 см? |
вещества |
за 1 сек, |
|
|
^ = |
^ - = Е , ^ = 2 , Ф . |
(2.149) |
ачисло моноэнергетических частиц, поглощенных в 1 см?
вещества за 1 сек, составляет
па = ~ |
|
= Уа пѵ = |
Ф. |
(2.150) |
|
Выражения (2.149) |
и |
(2.150) являются |
обобщением |
(1.40) |
|
на случай какого-угодно |
движения моноэнергетических |
частиц |
|||
в веществе. Согласно |
§ 4 для параллельного пучка моноэнер- |
||||
—>
гетических частиц, летящих со скоростью ѵ, величина плот ности потока частиц совпадает с потоком частиц, т. е. / = Ф.
Между потоком |
частиц в веществе и плотностью потока частиц |
||||
имеется |
связь, |
ее |
наиболее известным |
примером |
является |
закон диффузии. |
|
|
|
|
|
Предположим |
теперь, что в веществе безразлично по каким |
||||
причинам |
имеются |
полиэнергетические |
частицы, причем их |
||
плотность |
распределения в веществе в общем случае |
составляет |
|||
n — nir, |
t), а величина |
|
|
||
|
dn = |
n(E)dE=nf{E)dE |
|
(2.151) |
|
70
представляет собой число |
частиц с энергией от |
Е до Е + dE |
|||
в |
1 смг вещества, |
причем |
зависимость величины |
п(Е) |
от коор |
динат и времени |
для краткости не пишется, а подразумевается. |
||||
В (2.151) / ( £ ) —функция распределения частиц |
по |
энергии, |
|||
определяющая их энергетический спектр. Очевидно, |
|
||||
|
|
со |
|
|
|
|
|
n=\jn{E)dE, |
|
(2.152) |
|
а |
отношение |
о |
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
d n |
f(E)dE^dW |
|
(2.153) |
|
|
п |
|
|
|
представляет собой вероятность частице иметь энергию в интер вале от Е до E-\-dE. Согласно условию нормировки вероят ностей
со |
|
^f(E)dE=l. |
(2.154) |
о
По определению среднего значения средняя скорость частиц будет
|
|
|
|
|
|
со |
|
|
|
|
|
|
|
|
v'=^vdW. |
|
|
(2.155) |
|||
|
|
|
|
|
|
о |
|
|
|
|
Обобщим теперь |
понятие |
потока частиц и плотности потока |
||||||||
частиц на случай |
полиэнергетических |
систем. Произведение |
||||||||
|
|
d<b = n{E)vdE=<£{E)dE |
|
(2.156) |
||||||
представляет |
собой |
поток |
частиц с энергией |
от Е до Е + dE, |
||||||
а полный |
поток частиц |
|
|
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
со |
|
|
|
|
|
|
|
|
Ф = f Ф(Е)аЕ |
= пѵ. |
|
(2.157) |
|||||
|
|
|
|
о |
|
|
|
|
|
|
Выражение (2.157) является обобщением (2.148). Произве |
||||||||||
дение |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
d7=l(E)dE |
|
|
(2.158) |
|||
является |
плотностью |
потока |
частиц с энергией от Е до E-\-dE, |
|||||||
а полная |
плотность |
потока |
частиц |
|
|
|||||
|
|
|
|
|
|
со |
|
|
|
|
|
|
|
|
7=\7(E)dE. |
|
|
(2.159) |
|||
|
|
|
|
|
|
о |
|
|
|
|
Определим, наконец, число полиэнергетических частиц, |
||||||||||
претерпевших |
рассеяние |
или |
поглощение в |
1 см? вещества |
||||||
за 1 сек. На |
основании |
(2.149) |
|
|
|
|||||
|
d |
n * = |
^ |
W |
" |
= |
2 . 0 е ) ЧЕ) |
dE |
(2.160) |
|
71
является числом частиц |
с энергией от Е до E+dE, |
рассеян |
||||
ных в 1 см3 |
вещества |
за |
1 сек, а на основании (2.150) |
|||
|
d , l |
« = ^ W r ^ ^*{Е) |
Ф { Е ) d E |
( 2 Л 6 1 ) |
||
представляет |
собой число частиц |
с энергией от Е до |
E-j-dE, |
|||
поглощенных |
в 1 см3 |
вещества за 1 сек. Поэтому число поли |
||||
энергетических |
частиц, рассеянных в 1 см3 вещества |
за 1 сек, |
||||
|
|
со |
|
|
|
|
|
ns |
= j |
|
Ф(£) dE = 2s Ф, |
(2.162) |
|
|
|
о |
|
|
|
|
ачисло полиэнергетических частиц, поглощенных в 1 смъ
вещества за 1 сек составляет
со |
|
па= f 1и1(Е)Ф{Е)аЕ = ^аФ. |
(2.163) |
ô |
|
Выражения (2.162) и (2.163) являются соответственно обоб щениями (2.149) и (2.150). Величины J)s и У,а называются соответственно средним макроскопическим сечением рассеяния и средним макроскопическим сечением поглощения для поли энергетических частиц, причем
|
со |
|
оо |
|
|
_ |
| е ^ ( £ ) Ф ( £ ) < і £ |
_ |
С Е В ( £ ) Ф < £ ) < * £ |
<2Л64> |
|
Z--5 —» |
• 2 . — * |
• |
|||
§ 21. Случай тепловых нейтронов [2, 4—6, |
15—17] |
||||
Важным для практики примером полиэнергетической системы частиц являются тепловые нейтроны, т. е. нейтроны, находя щиеся в тепловом равновесии с ядрами вещества. Нейтронный газ в веществе, состоящий из тепловых нейтронов,' подчи няется статистике Ферми-Дирака, но при существующих на практике температурах и нейтронных плотностях подчи няется с достаточной точностью классической статистике. Поэтому распределение тепловых нейтронов по величине ско рости дается законом Максвелла
|
з |
тѵ- |
|
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
dn = A-xn 2-xkT |
е~W ü 2 |
dv = nf(v) |
dv, |
(2.165) |
||
где n — нейтронная |
плотность |
(2.147); dn — число |
тепловых |
|||
нейтронов в 1 см3 |
вещества с величиной скорости |
от |
ѵ до |
|||
v-\-dv; т= 1,6747 |
• 10 2 4 |
г — масса покоя |
нейтрона; |
k = |
||
= 1,38- Ю ~ І 6 7 р | — п о с т о я н н а я |
Больцмана; |
Г—абсолютная |
||||
температура нейтронного газа, которую приближенно можно
72
принять равной абсолютной температуре вещества; f(v) — функция распределения тепловых нейтронов по величине ско
рости. Согласно |
(2.153) dW = f(v)dv |
— вероятность тепловому |
|||
нейтрону |
иметь |
величину |
скорости |
от ѵ до ѵ -j- dv. |
|
Функцию распределения (2.165) легко исследовать и пред |
|||||
ставить |
графически, причем единственный максимум |
будет |
|||
при ѵн = |
у |
которая |
называется наивероятнеишеи |
ско |
|
ростью. Также с помощью (2.165) нетрудно найти среднюю скорость тепловых нейтронов и среднюю квадратичную их скорость
|
|
г - |
|
V * - |
! / ¥ • |
|
|
|
(*•"«> |
|
|||
Y~v2 > V > ѵн. |
На |
основании |
(2.166) |
можно |
найти |
среднюю |
|||||||
энергию |
тепловых |
нейтронов |
. |
з |
|
и энергию |
тепловых |
||||||
E=-^-kT |
|||||||||||||
нейтронов, соответствующую |
их наивероятнеишеи |
скорости, |
|||||||||||
En = kT. При Г0 = 293о К Еп = Е0 |
= 0,025 эв, так что |
широко |
|||||||||||
известные стандартные нейтроны представляют собой |
те теп |
||||||||||||
ловые нейтроны, |
которые при t = 20°С |
имеют |
наивероятней- |
||||||||||
шую скорость |
ѵ„ = ѵ0 |
= 2,2-105 |
см/сек. |
Вместо |
(2.165) |
можно |
|||||||
ввести распределение |
тепловых |
нейтронов по энергии, |
которое |
||||||||||
имеет вид |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
dn= |
r J n |
,.• |
e~~^VEdE=/tf(E)dE, |
|
|
|
(2.167) |
||||||
где f(E) |
— функция |
распределения |
тепловых |
нейтронов |
по |
||||||||
энергии |
(2.151). |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Функцию распределения (2.167) легко исследовать и пред |
|||||||||||||
ставить |
графически, |
единственный максимум |
будет |
при Ет |
— |
||||||||
— ^-kT. |
Эта энергия |
может |
быть |
названа |
наивероятнеишеи |
||||||||
энергией тепловых нейтронов по аналогии с их наивероятнеи шеи скоростью. Тот, на первый взгляд непонятный факт, что функция f(E) имеет максимум при Ет, а не при Ен, легко объясняется различием функций распределения f(E) и f(v), связанных на основании (2.165) и (2.167) соотношением f(v) =
=/(Е)У2тЕ~.
Распределение тепловых нейтронов по энергии, или их энергетический спектр, называемый обычно спектром тепловых нейтронов, или тепловым спектром, на основании (2.153) я (2.167) будет
dW=Y^e-xYxdx=f{x)dx, |
(2.168) |
где x = -pjr~- Функция f(x) табулирована |
в табл. 2. Вероят- |
73
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Таблица 2 |
|
|
|
|
X |
|
|
|
f(x) |
|
|
|
à\V(x) |
|
||
|
|
|
0 |
|
|
|
0 |
|
|
|
0 |
|
|
|
|
|
|
0,01 |
|
|
|
0,1117 |
|
|
0,0008 |
|
|||
|
|
|
од |
|
|
|
0,3228 |
|
|
' 0,0224 |
|
|||
|
|
|
0,5 |
|
|
|
0,4839 |
|
|
0,1991 |
|
|||
|
|
|
I |
|
|
|
0,4151 |
|
|
0,4276 |
|
|||
|
|
|
2 |
|
|
|
0,2159 |
|
|
0,7386 |
|
|||
|
|
|
3 |
|
|
|
0,0974 |
|
|
0,8883 |
|
|||
|
|
|
4 |
|
|
|
0,0413 |
|
|
0,9540 |
|
|||
|
|
|
5 |
|
|
|
0,0169 |
|
|
0,9815 |
|
|||
|
|
|
6 |
|
|
|
0,0069 |
|
|
0,9925 |
|
|||
|
|
|
7 |
|
|
|
0,0027 |
|
|
0,9971 |
|
|||
|
|
|
8 |
|
|
|
0,0009 |
|
|
0,9990 |
|
|||
|
|
|
9 |
|
|
|
0,0003 |
|
|
0,9996 |
|
|||
|
|
|
10 |
|
|
|
0,0001 |
|
|
0,9999 |
|
|||
|
|
|
ОО |
|
|
|
0 |
|
|
|
1 |
|
|
|
ность |
тепловому |
нейтрону |
иметь |
энергию |
в интервале |
(0, л*) |
||||||||
согласно |
(2.168) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
X |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
AW(x) = |
|
f e-^fxdx |
= |
erlVx-f(x), |
|
|
(2.169) |
|||||
где |
функция |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(2.170) |
называется интегралом |
вероятностей, |
или |
функцией |
ошибок. |
||||||||||
Обозначение erf происходит от английского названия |
функ |
|||||||||||||
ции |
(2.170) „error |
function", что означает в переводе |
„функция |
|||||||||||
ошибок". |
Заметим, |
что интеграл |
в (2.169) |
вычисляется |
путем |
|||||||||
интегрирования по частям с помощью замены |
x = t2. |
Функ |
||||||||||||
ция |
(2.169) табулирована |
в табл. |
2 с помощью |
таблиц |
инте |
|||||||||
грала |
вероятностей. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
Из табл. 2 можно сделать заключение, |
что спектр |
тепло |
||||||||||||
вых |
|
нейтронов |
практически |
заканчивается |
при |
энергиях |
||||||||
(6—7)kT. С помощью |
табл. 2 легко |
найти |
вероятность |
тепло |
||||||||||
вому |
нейтрону иметь энергию в интервале |
(хъ |
х2) |
|
|
|||||||||
|
|
|
AW{xx, |
x2) |
= |
AW(x2) |
— AW(x1). |
|
|
(2.171) |
||||
74
|
Рассмотрим теперь средние поперечные сечения рассеяния |
||
и |
поглощения для |
тепловых |
нейтронов. Для их вычисления |
с |
помощью (2.164) |
следует |
использовать два опытных факта. |
Во-первых, поперечные сечения рассеяния медленных нейтро
нов |
в |
первом |
приближении |
можно |
считать |
независящими |
|||||||||||
от |
энергии нейтрона |
для всех |
изотопов. Поэтому os(E) = |
o0s, |
|||||||||||||
где |
a0s — поперечное |
сечение |
рассеяния |
стандартных |
|
нейтро |
|||||||||||
нов. Во-вторых, поперечные сечения |
поглощения медленных |
||||||||||||||||
нейтронов в первом |
приближении |
подчиняются закону |
обрат- |
||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
1 |
u |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ной |
скорости, |
или |
закону — |
|
для |
всех |
изотопов. |
Поэтому |
|||||||||
|
|
|
0 |
a ( g ) |
= |
^ L = 4 2 |
i |
= |
°*aVj» |
|
|
|
( 2 Л 7 2 ) |
||||
где |
а — постоянная |
для данного |
изотопа |
величина; а 0 а |
—попе |
||||||||||||
речное |
сечение поглощения |
стандартных |
нейтронов |
|
с Е0 |
= |
|||||||||||
= 0,025 |
эв. |
Следует |
подчеркнуть, |
что |
оба |
опытных |
факта |
||||||||||
справедливы |
только в первом приближении. С помощью (2.164), |
||||||||||||||||
(2.172), |
(2.166), |
(2.156), (2.157), |
(2.151), |
(2.167) |
и (1.17) |
полу- |
|||||||||||
ч и м , " Ч Т О
(2.173)
так как E0 = kT0 и 7, 0 = 293°К. Выражения (2.173) часто исполь зуются на практике. Заметим-, что среднее поперечное сечение поглощения тепловых нейтронов уменьшается с ростом темпе ратуры.
§ 22, Случай мгновенных нейтронов деления [2, 4, 15—17]
Другим важным для практики примером полиэнергетиче ской системы частиц являются мгновенные нейтроны деления. Распределение мгновенных нейтронов деления по энергии, или их энергетический спектр, называемый обычно спектром мгно венных нейтронов деления, или спектром деления, приблизи тельно одинаков для всех делящихся изотопов, а также для всех энергий падающих нейтронов, и имеет вид
dW = f(E)dE= |
Y^je-Esh.V^EdE, |
(2.174) |
где dW — вероятность появления |
мгновенного |
нейтрона деле |
ния с энергией от Е до Е + dE Мэв; е = 2,718... Формула (2.174) получена теоретически, /(E) — функция распределения мгно венных нейтронов деления по энергии. Функцию распределе ния (2.174) легко исследовать и представить графически, причем •единственный максимум, равный 0,3555, будет при наивероятнейшей энергии Ет = 0,72 Мэв. В табл. 3 функция f(E) табу-
75
|
|
|
Таблица 3 |
Е, Мэв |
|
1(E) |
Ш(Е) |
0 |
|
0 |
0 |
0,1 |
|
0,2024 |
0,0140 |
0.25 |
|
0,2892 |
0,0517 |
0,50 |
|
0,3449 |
0,1323 |
0,75 |
|
0,3552 |
0,2206 |
1 |
|
0,3445 |
0,3082 |
2 |
|
0,2374 |
0,6026 |
3 |
|
0,1385 |
0,7876 |
4 |
|
0,0747 |
0,8915 |
5 |
|
0,0382 |
0,9464 |
10 |
; |
0,00095 |
0,9988 |
оэ |
|
0 |
1 |
лирована. Вероятность мгновенному нейтрону деления иметь энергию в интервале от 0 до Е согласно (2.174)
Е |
|
l |
|
]f(E)dE=AW(E)=-r |
erlfVE- |
||
Y2 |
|||
|
|
||
erï VE |
|
(2.175) |
где функция erf определяется (2.170). Интеграл в (2.175) вычис ляется следующим образом. Сначала нужно выразить в (2.174) гиперболический синус через показательные функции, а затем сделать подстановку Е = х2. Тогда интеграл в (2.175) распа дается на два интеграла, которые вычисляются с помощью
1 |
1 |
|
подстановок х = у -f- |
и x = z—^=г, |
а также с примене |
нием соотношения eri(w) = — erf (—да), вытекающего из (2.170). Функция (2,175) табулирована в табл. 3 с помощью таблиц интеграла вероятностей. Условие нормировки вероятностей получается из (2.175) при Е— со, как и должно быть. Веро ятность мгновенному нейтрону деления иметь энергию в интер
вале от Ех до |
Е2 |
|
|
Д W{Ej., |
Е2) = Д W(E2) — Д W{Ej) |
(2.176) |
|
и может быть |
легко |
найдена с помощью данных, |
приведенных |
в табл. 3. Из табл. 3 можно заключить, что мгновенные ней троны деления принадлежат, в основном, к энергетическому интервалу (0,1—5) Мэв, хотя есть небольшое количество мед-
76
ленных и промежуточных нейтронов, а также небольшое коли чество нейтронов с энергией более 5 Мэв.
Определим теперь среднюю энергию мгновенных нейтро нов деления
Ё~= j Е/(Е) dE = 2 Мэв, |
(2.177) |
о |
|
т. е. мгновенные нейтроны деления в среднем можно рассмат ривать как быстрые нейтроны с Е=2 Мэв. Интеграл (2.177) вычисляется таким же образом, как и интеграл в (2.175). Так
как |
в (2.174) |
энергия |
мгновенного |
|
нейтрона |
деления |
измеря- |
|||||||
|
.. |
то, |
очевидно, |
г, |
a тѵг |
• |
г л - е |
|
1 |
|
Мэв |
|||
ется в Мэв, |
Е — — |
^ |
— » |
7'~~[QÔ—о~~®—эрг' |
||||||||||
откуда средняя квадратичная скорость мгновенных |
нейтронов |
|||||||||||||
деления с помощью |
(2.177) |
составляет |
Yv2= |
|
Z— см/сек. |
|||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
yam |
|
|
|
Рассмотрим теперь распределение мгновенных нейтронов |
|||||||||||||
деления по величине |
скорости. Из |
(2.174) |
получим, что |
|||||||||||
|
|
|
|
a тѵ- |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
dW = am y^j |
|
ez~ir~ |
sh{vVa~m)vdv |
==f(v) dv, |
|
(2.178) |
|||||||
где |
dW — вероятность появления |
мгновенного |
нейтрона деле |
|||||||||||
ния |
с величиной |
скорости |
в |
интервале |
(v, |
ѵ - j - |
dv) |
см/сек; |
||||||
f(v) |
— функция распределения |
мгновенных |
|
нейтронов |
деления |
|||||||||
по |
величине |
скорости. Вводя |
для удобства |
новую |
переменную |
|||||||||
и — ] / а я г ѵ , |
получим |
из (2.178) |
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
|
dW=y—je |
2 |
shuudu |
= f(u)du. |
|
|
(2.179) |
|||||||
|
Исследование |
функции |
распределения |
f(v) |
и |
построение |
||||||||
ее |
графика |
не представляет |
затруднений. |
|
Средняя |
скорость |
||||||||
мгновенных нейтронов деления на основании (2.155) и (2.179) будет
|
|
|
|
|
|
(2.180)' |
Интеграл в (2.180) вычисляется так. Сначала' необходимо |
||||||
выразить в (2.179) |
гиперболический синус |
через |
показатель |
|||
ные функции. Тогда |
интеграл |
в (2.180) разобьется |
в два инте |
|||
грала, |
которые вычисляются |
с помощью подстановок |
(и— \) = |
|||
= уУ~2 |
И («-f-l) = 2 ] / 2 , а также (2.170). |
Средняя |
скорость |
|||
мгновенных нейтронов деления меньше их средней квадратич ной скорости, но близка к ней, как и должно быть.
77
Средние поперечные сечения рассеяния и поглощения для мгновенных нейтронов деления с помощью (2.164) не вычис лить, так как неизвестны аналитические зависимости попереч ных сечений рассеяния и поглощения от энергии нейтрона
вшироком энергетическом диапазоне.
Взаключение заметим, что примеры полиэнергетических
систем частиц, рассмотренные кратко в § 21 и 22, показы вают, как надо анализировать полиэнергетические системы
частиц, если |
известна функция распределения по энергии или |
по величине |
скорости. |
Глава третья
основы ТЕОРИИ и; РАСЧЕТА ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЯ ТЕЛ
РАЗЛИЧНОЙ ФОРМЫ
§23. Коэффициент ослабления гамма-излучения
ввеществе [1, 3, 5, 6, 10, 18, 19]
|
Гамма-излучение представляет собой |
электромагнитное |
|||||||||||||||
излучение |
с длиной |
волны |
в диапазоне от 10~8 |
|
до Ю - 1 3 см |
||||||||||||
и |
меньше, |
что |
соответствует |
диапазону энергий гамма-фотона |
|||||||||||||
приблизительно |
от |
0,01 |
до |
1000 |
Мэв |
и больше. |
|
Ослабление |
|||||||||
гамма-излучения в веществе |
при энергиях гамма-фотона от 0,1 |
||||||||||||||||
до |
1,02 |
Мэв |
. обусловлено |
фотоэлектрическим |
поглощением |
||||||||||||
и |
комптоновским |
рассеянием, |
а |
при |
энергиях |
гамма-фотона |
|||||||||||
от |
1,02 |
до |
10 Мэв |
|
к обоим |
указанным факторам |
|
добавляется |
|||||||||
еще поглощение |
вследствие |
образования |
пар |
электрон-пози |
|||||||||||||
трон. Для энергий гамма-фотона |
от 0,01 до |
0,1 |
Мэв |
ослабление |
|||||||||||||
гамма-излучения в веществе |
|
обусловлено |
фотоэлектрическим |
||||||||||||||
поглощением |
и |
когерентным |
томсон-релеевским |
|
рассеянием. |
||||||||||||
В |
некоторых |
|
веществах |
уже |
при |
энергиях |
гамма-фотона |
||||||||||
в |
несколько Мэв |
появляется |
незначительное |
поглощение гам |
|||||||||||||
ма-излучения |
вследствие ядерного фотоэффекта, т. е. вследствие |
||||||||||||||||
фотоядерных реакций (т, п) и |
(у, |
р), |
носящее |
пороговый |
|||||||||||||
характер и приводящее |
к |
образованию фотонейтронов и фото |
|||||||||||||||
протонов. Это поглощение следует принимать во внимание только при энергиях гамма-фотона, превышающих (10—15) Мэв.
Диапазон |
энергий гамма- |
фотона, |
особенно важный на практике |
||
для |
расчетов защиты |
от |
гамма-излучения, простирается от 1 |
||
до |
10 Мэв, |
так что |
ослабление |
гамма-излучения в веществе |
|
для этого диапазона энергий гамма-фотона обусловлено только фотоэлектрическим поглощением, комптоновским рассеянием и поглощением вследствие образования пар электрон-позитрон, которое становится преобладающим процессом при высоких энергиях гамма-фотона.
Коэффициент ослабления гамма-излучения в веществе (§ 6) для диапазона энергий гамма-фотона от 1,02 до 10 Мэв по
сказанному |
равен |
|
|
|
jj. = T + |
a + V |
(3.1) |
где т — коэффициент фотоэлектрического |
поглощения; а — |
||
коэффициент |
комптоновского |
рассеяния; . |
х — коэффициент |
79