Фотоефект

Електрон, який знаходиться в атомі, не можна вважати вільним. Між ним і ядром (а також і іншими електронами) діють сили взаємодії. Тому при поглинанні -кванта електроном, який знаходиться в атомі, деяка частина енергії імпульсу передається ядру атома.

Як показують розрахунки, в цьому випадку закони збереження енергії і імпульсу завжди можуть бути виконані одночасно. При цьому електрон набуває значної енергії і, як правило, залишає атом.

Енергія фотоелектронів дорівнює різниці між енергією –кванта і енергією зв'язку даного електрона в атомі:

Е_е = Е_ – Е_е.з, (5)

де Е_ – енергія - кванта;

Е_е.з – енергія зв'язку електрона в атомі.

Якщо електрон вилітає з внутрішньої електронної оболонки, то на неї переходить електрон з більш високої оболонки і заповнює вакансію. Різні енергії зв'язку електронів на цих двох оболонках є причиною появи рентгенівського випромінювання і електронів Оже, які мають незначну енергію. Поява рентгенівського випромінювання і електронів Оже, продовжується до тих пір, поки атом не повернеться в свій основний енергетичний стан. Фотоефект, електрони Оже і рентгенівське випромінювання викликають інтенсивну вторинну іонізацію при взаємодії з атомами поглинальної речовини. Імовірність процесу фотоефекту зменшується із збільшенням енергії - квантів і росте в залежності від росту порядкового номера поглинальної речовини в таблиці Менделєєва:

, (6)

де Z – порядковий номер поглинальної речовини;

 – густина поглинальної речовини ;

Е_ – енергія -квантів.

Фотоефект найбільш інтенсивний у випадку внутрішніх, міцно зв'язаних електронів і є домінуючим для енергій -квантів, які не перевищують 0,7МеВ.

Комптонівське розсіювання.

- кванти більш високих енергій взаємодіють швидше не з полем всього атома (як у випадку фотоефекту), а з окремим електроном. У цьому випадку поглинання електроном - кванта миттєво закінчується випромінюванням нового- кванта з дещо меншою енергією. Такий процес називають розсіюванням випромінювання на вільних електронах або ефектом Комптона.

Енергія розсіяного -фотона Е΄ при комптонівському розсіюванні дорівнює:

Е΄_ = Е_ - Е_ек, (7)

де Е_ – енергія падаючого -фотона;

Е_ек – кінетична енергія розсіяного електрона.

Довжина хвилі розсіяного -фотона пов'язана з довжиною хвилі падаючого -фотона формулою Комптона:

, (8)

де m₀ – маса електрона;

с – швидкість світла;

h – стала Планка;

 – кут розсіювання;

' – довжина хвилі розсіяного -фотона.

Імовірність комптонівського розсіювання росте з ростом атомного номера Z і падає із ростом їх енергії:

. (9)

Комптонівське розсіювання відбувається інтенсивніше на найбільш слабко зв'язаних електронах. Розсіяний -квант може мати достатню енергію, щоб ще раз розсіятись чи здійснити фотоефект. Тому комптонівське розсіювання, як правило, супроводжується випромінюванням рентгенівських променів і електронів Оже, а також має місце інтенсивна іонізація.

Утворення електронно-позитронних пар

При взаємодії електромагнітного поля фотона з електричним зарядом зустрічної пластинки (електрона, ядра) може відбутись особливий ефект – народження двох нових частинок – електрона і позитрона. При цьому фотон зникає, а його енергія перетворюється в енергію спокою двох нових частинок і в кінетичну енергію, а ще частина енергії передається тій частинці, в полі якої відбулось це перетворення:

Е_=m_е-с²+m_е+с²+Е_е-+Е_е++ Е₀, (10)

де m_е-с² і m_е+с² – енергії спокою електрона і позитрона;

Е_е- і Е_е+ – кінетичні енергії цих частинок;

Е₀ – енергія, яку одержала частинка чи ядро, в полі яких відбулось це перетворення.

Очевидно, що ефект народження електронно-позитронної пари, можливий лише тоді, коли E_>2m₀c²=1,02 MeB.

Імовірність перетворення -кванта в електронно-позитронну пару зростає з ростом Z. Надлишок енергії -фотона (порівняно з величиною 1,02 MeB) проявляється у вигляді кінетичної енергії електрона і позитрона. При цьому кутовий розподіл народжених частинок зменшується з ростом Е_:

. (11)

Рис. 6.3.

Залежність кожного із лінійних коефіцієнтів ослаблення - променів і загального коефіцієнта ослаблення в свинці від енергії показана на рис. 6.3.1.

Особливості поглинання - променів речовиною визначають відмінність конструкцій лічильників Гейгера для -фотонів і для - і -випромінювання.

У лічильника для реєстрації - випромінювання імовірність іонізації газу - променями близька до нуля. Тому стінки таких лічильників виготовляють достатньо товстими і, як правило, із металів. В стінках таких лічильників відбувається процес поглинання -квантів за одним із перерахованих видів взаємодії. Вторинне випромінювання, яке складається із заряджених частинок, іонізує газ і викликає розряди в лічильнику. Тому оптимальна товщина стінок повинна бути сумірною з довжиною вільного пробігу вторинних електронів у матеріалі стінки.