spez_fiz_pr_zachita

атома. В этом случае, кроме фотоэлектронов с энергией Ee , появляются

электроны с энергией, близкой к энергии ионизации (оже-электроны). Таким образом, при фотоэффекте часть энергии первичных -квантов преобразуется в кинетическую энергию электронов (фотоэлектроны и электроны Оже), а часть – в энергию характеристического излучения (рентгеновского). Фотоэффект невозможен на свободном электроне, так как не выполняется закон сохранения импульса и энергии.

В случае фотоэффекта часть импульса фотона передается атому. Чем меньше энергия связи электрона с атомом по сравнению с энергией фотона, тем меньше

увеличении энергии фотона и увеличивается при увеличении энергии связи электрона в атоме и увеличении атомного номера.

На рис. 2.21 показана зависимость сечения фотоэффекта от энергии фотона. Видно, что при больших энергиях фотонов (когда энергия фотона много больше энергии связи электрона в атоме) вероятность фотоэффекта мала. С уменьшением энергии фотона вероятность фотоэффекта растет

сначала по закону 1h0 , а затем, по мере приближения энергии фотона к потенциалу

ионизации на K оболочке, по закону 1(h0)7 2 .

Сечение фотоэффекта растет до тех пор, пока энергия фотона не сделается равной потенциалу ионизации для K оболочки ( h0 IK ). При

дальнейшем уменьшении энергии фотона фотоэффект на K оболочке становится невозможен, и на кривой будет наблюдаться резкий вертикальный скачок, называемый K скачком поглощения. При дальнейшем уменьшении энергии фотона вероятность фотоэффекта снова начинает расти. Рост прекращается при h0 IL , где

идет преимущественно с вырыванием электрона с K оболочки.

41

Угловое распределение фотоэлектронов зависит от их энергии. При малых энергиях (десятки кэВ) электроны летят перпендикулярно пучку

-квантов. При 0,5 МэВ угол вылета составляет 20 30° (рис. 2.22). Исследования фотографии треков фотоэлектронов и оже-электронов в

камере Вильсона показали, что:

(фотоэлектроны и сопровождающие их оже-электроны появляются в одной точке;

(при увеличении энергии фотона пробег оже-электронов остается постоянным, т. е. не зависит от энергии возбуждающего фотона (в то время как пробег фотоэлектронов растет с энергией фотона);

( направление вылета оже-электронов не зависит от направления вылета фотоэлектронов;

( не все фотоэлектроны сопровождаются оже-электронами; ( пробег оже-электронов растет с увеличением заряда ядра.

2.7.2. Комптон-эффект

При увеличении энергии фотона вероятность фотоэффекта уменьшается. При комптоновском рассеянии часть энергии первичных -квантов

-кванта со свободным электроном (энергией связи электрона в атоме можно пренебречь по сравнению с энергией фотона). Тогда из закона сохранения энергии и импульса (рис. 2.23, а) получим следующие соотношения [2]:

42

где h0 mec2 ; h0 ' – энергия рассеянного кванта; 4 – угол рассеяния, относительно первоначального направления -кванта; Ee – энергия комптонэлектрона; 9 – угол вылета комптон-электрона.

Из выражений (2.72) следует [1]:

1.При h0 mec2 и малых углах 4 рассеяния

энергия фотона мало меняется при рассеянии, т. е. h0 h0 '.

2.При условии h0 mec2 – энергия фотона мало меняется практически для всех углов рассеяния.

3.Для h0 mec2 и больших углах

фотона h0 'c энергия и импульс электрона отдачи растут. На рис. 2.23, б,

изображены кривые распределения импульсов рассеянного кванта и электрона отдачи в лабораторной системе координат. Одинаковыми цифрами отмечены соответствующие импульсы рассеянного фотона и электрона отдачи.

Формула для вычисления дифференциального сечения комптоновского рассеяния получена Клейном, Нишиной и Таммом [2]

Здесь приведена вероятность комптоновского рассеяния в направлении 4 , в единице телесного угла на Z электронах (то есть на атоме

с зарядом Z ); r0 – классический радиус электрона. Дифференциальное

сечение комптоновского рассеяния (формула Клейна–Нишины–Тамма), хорошо согласуется с экспериментом.

комптоновского рассеяния линейно убывает с ростом энергии и в пределе стремится к сечению томсоновского рассеяния, не зависящего от энергии

43

падающего фотона (существенно при энергиях фотона h0 mec2 ). При

малых энергиях фотонов 1 может происходить их рассеяние на свободных электронах как строго упругий процесс, происходящий без передачи энергии.

Наоборот, при 1 сечение комптоновского рассеяния на электроне при больших энергиях меняется обратно пропорционально энергии фотона h0 . Для атома c зарядом ядра Z и, следовательно, имеющего Z

электронов, сечение будет в Z раз больше и, следовательно, изменяется пропорционально Zh0 .

Зависимость дифференциального сечения от угла рассеяния при

интегрируя (2.74) по всему телесному углу:

имеют углы вылета меньше 20°.

В некоторых случаях необходимо учитывать скорости электронов,

взаимодействующих с -квантами. Оказывается, что движение электронов в атомах приводит к заметному разбросу электронов отдачи по энергиям. В частности, если импульс фотона меньше импульса летящего навстречу ему электрона, то фотон не теряет, а приобретает энергию.

Принципиально важно, что энергия рассеянного фотона h0 ' может быть больше первоначальной энергии h0 (обратный комптоновский

эффект). Это означает, что при соударении фотона малой энергии (например, видимого диапазона) с электроном большой энергии (например, полученного с помощью электронных ускорителей) может возникнуть фотон с энергией, близкой к энергии электрона. Таким образом, с помощью обратного эффекта Комптона можно получать направленные пучки фотонов высокой энергии. Особенностью таких пучков является довольно высокая монохроматичность и поляризация. Необходимая для осуществления такого источника фотонов высокой энергии интенсивность фотонов малой энергии и электронов может быть получена с помощью лазеров и сильноточных ускорителей.

Эффект Комптона может происходить и на других заряженных частицах, например, на протоне.

2.7.3. Эффект образования пар

Гамма-квант в электрическом поле ядра (или электрона) может образовать пару электрон-позитрон. Процесс протекает с поглощением энергии и может происходить, если энергия фотона больше, чем

2 mec2 1,02 МэВ. Этот процесс не может происходить в пустоте, если по

соседству не будет находиться заряженная частица, которой передается часть импульса и энергии:

где m c2 , m c2 – соответственно, полные энергии позитрона и электрона; EA – кинетическая энергия ядра отдачи (или электрона отдачи). Формально в вакууме возможно рождение пары электрон-позитрон при E + .

Оценка энергии ядра отдачи при рождении пары. Если электрон и позитрон вылетают относительно направления γ-кванта под углами 900 и

угол разлета (между их направлением движения) составляет 1802, то при этом импульс ядра отдачи равен импульсу γ-кванта, то есть h0 c Mv ( M –

масса ядра, v – его скорость). Максимально возможная энергия ядра отдачи

Для γ-квантов с энергиями 10 МэВ, и для атомных весов A 10 энергия ядра отдачи EA 5 кэВ.

При образовании пары в поле электрона энергия отдачи электрона (при тех же условиях) может быть значительно больше:

обстоятельство позволяет выделить в эксперименте случаи рождения пары электрон-позитрон в поле электрона. Образовавшиеся позитроны и электроны летят по направлению образовавшего их фотона под углом

4 mec2 E . При этом в камере Вильсона наблюдаются характерные триплеты: три трека, причем начало находится в одной точке.

Сечение образования пар на электронах и ядрах атома ~ Z 2 и очень сложным образом зависит от энергии фотона ( ~ ln E ). Вероятность

образования пар в поле электрона в 103 раз меньше, чем в поле ядра. Учет образования пар в поле электрона сводится к замене Z 2 Z (Z 1) .

Электрон-позитронные пары могут возникать также под действием двух

Процесс образования электрон-позитронных пар и процесс образования фотонов при торможении электронов в веществе являются причиной возникновения электрон-фотонных ливней. Энергия γ-кванта распределяется почти равномерно между электроном и позитроном. С ростом энергии γ-квантов преобладающим становится асимметричное распределение энергии. Следует отметить, что спектры электронов и позитронов несколько отличаются, поскольку при удалении от ядра (места образования) электроны испытывают торможение, а позитроны – ускорение. Этот эффект тем больше, чем выше атомный номер ядра и меньше энергия γ-кванта.

При регистрации γ-квантов по эффекту образования пар существенное значение имеет то, что позитроны через очень короткое время аннигилируют, испуская два фотона с энергией по 0,511 МэВ. Аннигиляция имеет

наибольшую вероятность при малых энергиях позитронов, поэтому угол между направлениями аннигиляционных квантов равен 1802.

2.7.4. Электрон-фотонные ливни

Электрон-фотонный ливень может образовать, проходя через вещество, фотон достаточно большой энергии или электрон. Допустим, что в веществе образовался электрон высокой энергии. В результате торможения в поле ядра

46

электрон излучает фотон высокой энергии, который в свою очередь может образовать электрон-позитронную пару. Каждая из частиц (электрон или позитрон) может генерировать фотон высокой энергии. В результате число заряженных частиц будет расти, а средняя энергия, приходящаяся на одну частицу, будет уменьшаться. Поэтому все большее число частиц по мере развития ливня будет тратить энергию в основном на ионизацию и возбуждение среды. В конце концов, энергия фотонов уменьшится до такой величины, при которой образование электрон-позитронных пар станет невозможным. Образовавшийся ливень будет затухать.

2.7.5. Общий характер взаимодействия фотонов высокой энергии с веществом

Основные процессы взаимодействия γ-излучения с атомами и электронами вещества приводят к изменению направления движения квантов, к изменению их энергии, образованию электронов и позитронов с непрерывным спектром энергий, которые в свою очередь создают тормозное и аннигиляционное излучения. Поэтому в целом картина прохождения γ-квантов в веществе оказывается весьма сложной и может значительно отличаться от простого экспоненциального

закона, который справедлив лишь для γ-квантов, не претерпевших ни одного соударения.

Чаще всего γ-кванты регистрируют и определяют их энергию по образованным ими электронам в детекторе.

Таким образом, при прохождении через вещество фотон высокой энергии может передать среде энергию в результате следующих эффектов: фотоэффекта, комптон-эффекта и эффекта образования пар

зависимости сечений для всех трех эффектов взаимодействия фотонов с веществом от энергии фотона.

Если толщину слоя вещества выразить в г/см2, то вместо линейного

– сечение на один электрон будет равно Z) Ne , где Ne – число электронов в 1 см3, или e ) ZNe & , где Ne & – число электронов в 1г вещества.

3. ГАЗОВЫЕ ИОНИЗАЦИОННЫЕ ДЕТЕКТОРЫ

Ионизационные методы регистрации основаны на измерении заряда или тока, создаваемого заряженными частицами при прохождении в газовой полости конденсатора. В результате ионизации при прохождении заряженных частиц в газах образуются электроны и ионы. Если ионизация происходит в объеме между двумя электродами, которые имеют различные потенциалы, то

врезультате движения электронов и ионов к электродам в электрической цепи возникнет ток.

Все газовые ионизационные детекторы представляют собой конденсаторы, в которых пространство между электродами заполнено какимлибо газом. B зависимости от значения и напряженности электрического поля

вгазовом промежутке и ее распределения эти детекторы обладают разными свойствами. Так, при сравнительно малых напряженностях электрического поля ток, протекающий в электрической цепи, не зависит от напряжения на конденсаторе и равен произведению заряда электрона на число пар ионов, которые возникают в единицу времени в объеме конденсатора. Такие детекторы называют ионизационными камерами. При более высоких

значениях напряженности поля в результате вторичной ионизации происходит усиление первичного ионизационного эффекта. При этом ток зависит от напряжения на конденсаторе и пропорционален ионизационному эффекту, создаваемого излучением. Такие детекторы называют пропорциональными счетчиками. Наконец, при еще более высоких значениях напряженности поля в конденсаторе возникает самостоятельный разряд, если в объем детектора попадает заряженная частица. Такие детекторы называют

газоразрядными счетчиками.

3.1. Ионизационные камеры

Ионизационные камеры – наиболее простые по конструкции приемники излучений. Газовая ионизационная камера представляет собой наполненный рабочим веществом – газом – замкнутый объем, в котором размещены два или несколько электродов различной конфигурации. Ионизационные камеры могут быть самых различных конфигураций (плоские, цилиндрические, сферические) и объемов от долей 1 см3 при измерениях тепловыделения в экранах реакторов до десятков и сотен литров при исследовании распределения рассеянного излучения в воздухе. Ионизационные камеры могут использоваться как для измерения ионизационного тока, обусловленного ионизирующими частицами, так и для подсчета отдельных частиц. В последнем случае ионизационную камеру называют импульсной.

Обычно ионизационная камера выполняется в виде плоского (рис. 3.1) или цилиндрического конденсатора, между обкладками (электродами)

48

которого поддерживается постоянное напряжение. Величина напряжения выбирается таким образом, чтобы в камере достигался ток насыщения. Это напряжение должно быть больше, если ионизирующая способность измеряемых частиц и их общая интенсивность велики. Однако для всех практически важных случаев можно считать, что напряженность поля 200 В/см достаточна для достижения тока насыщения. B ионизационной камере электрод, присоединяемый к источнику высокого напряжения, называют высоковольтным электродом, а электрод, подключаемый к измерительному прибору, – собирающим. Однако в некоторых измерительных схемах, как, например, при измерениях электроскопами, напряжение подается на собирающий электрод.

В импульсных измерительных схемах знак подаваемого напряжения выбирается в зависимости от того, на

импульсах какого знака работает усилитель. B других случаях знак напряжения удобнее выбирать таким образом, чтобы продукты распада радиоактивных газов, которые могут выделяться при измерении урановых и ториевых образцов и имеют положительный заряд, осаждались на том из электродов,

количество -частиц. Так, с площади 100 cм2 обычной стали, испускается примерно 3 -част./ч, а со 100 cм2 оловянного припоя — около 300 -част./ч.

Одна -частица в 1 ч создает ток, среднее значение которого около 10-17 A. Ток утечки определяется приложенным напряжением U0 и

сопротивлением изоляторов. Для исключения влияния утечек заряда, которые даже при хороших изоляторах могут достигать величины измеряемых токов, в реальных конструкциях камер вводится дополнительное приспособление, которое называется охранным кольцом. Напряжение охранного кольца выбирается приблизительно равным напряжению собирающего электрода; последний чаще всего заземляется. Охранное кольцо располагается между собирающим и высоковольтным электродами. При такой конструкции, ввиду отсутствия напряжения между собирающим электродом и охранным кольцом, величина тока утечек становится минимальной.

Применение охранных электродов позволяет получить токи утечки меньше 10-16A, т. е. токи, значения которых малы в сравнении с токами, обусловленными космическим излучением в камерах с объемом 100 см3.

49

Дополнительные электроды имеют большое значение и для выравнивания поля в камерах. При измерениях токов, вызванных ионизирующим излучением, необходимо точно определить рабочий объем камеры и быть уверенным, что в нем поле достаточно для получения токов насыщения.

Расстояние между высоковольтным и собирающим электродами -камер обычно сравнимо с пробегом -частицы в воздухе. Очень часто источник-излучения размещают внутри ионизационной камеры, или же для уменьшения потерь энергии частиц изготавливают камеру с очень тонким входным окном. Это также относится и к камерам, предназначенным для работы с -частицами малой энергии. Для повышения чувствительности камер при измерениях по -лучам камеры делаются большей высоты, чем

-камеры. Иногда при этом для -измерений используются -камеры, увеличиваемые с помощью специальных насадок.

Ионизация в -камерах в основном происходит за счет электронов, вырываемых из стенок камеры за счет фотоэффекта, комптон-эффекта и явления образования пар. Камеры для ионизационных измерений по

-излучению делаются толстостенными для поглощения -излучения.

Размеры -камер, применяемых в настоящее время главным образом в дозиметрических приборах, изменяются в пределах от долей кубического сантиметра до нескольких десятков литров.

Для измерения ионизационного тока, возникающего в камерах, в радиометрической практике широко применяются электрометры и электроскопы. B последнее время все больше используются усилители постоянного тока. Основное преимущество усилителей постоянного тока – более широкий диапазон измерений. Электроскопы и электрометры без специальной перестройки чувствительности не могут использоваться для точных измерений активностей, отличающихся друг от друга больше, чем на три порядка. Усилители постоянного тока могут применяться для измерения активностей, отличающихся друг от друга на семь порядков.

При измерении ионизационного тока часто бывает затруднительно разделять эффекты, обусловленные -, - и -излучениями, особенно излучениями одного вида, но разной энергии. Легко можно измерять-частицы на фоне интенсивного - и -излучения путем использования для регистрации импульсных усилителей. С помощью импульсных усилителей

можно разделять -частицы разной энергии.

Рассмотрим связь между энергией заряженной частицы и созданной ею ионизацией. Это очень существенная зависимость, поскольку в ионизационных камерах и пропорциональных счетчиках по ионизационному эффекту определяют энергию частицы. Экспериментально было установлено, что средняя энергия Α, расходуемая на создание одной пары ионов, слабо зависит от энергии заряженной частицы, ее массы и заряда. Это можно объяснить тем, что отношение вероятностей возбуждения и ионизации атомов слабо зависит от свойств частиц.

50