ФХМА спектрометрия Шариков

1.Взаимодействие альфа-частиц с веществом

Тяжелые заряженные частицы участвуют в электромагнитном и сильном взаимодействиях. Сильное взаимодействие ТЗЧ с ядрами проявляет себя на малых расстояниях ( см. Однако сближению частиц с ядрами на столь малые расстояния препятствует кулоновское отталкивание, поэтому ядерные реакции под действием ТЗЧ протекают, как правило, при высоких энергиях частиц – десятки МэВ и выше.

Заряженные частицы ионизируют атомы вещества, взаимодействуя с атомными электронами. Высокоэнергетичные частицы, стабилизируясь в веществе, передают им свою энергию, вызывая ионизацию. Взаимодействие частиц зависит от таких характеристик вещества как плотность, атомный номер вещества, средний ионизационный потенциал вещества.

Каждое взаимодействие приводит к потере энергии частицей и изменению траектории еѐ движения. В случае узкого пучка заряженных частиц с кинетической энергией Е проходящих слой вещества их энергия уменьшается по мере прохождения вещества, разброс энергий увеличивается. Пучок расширяется за счет многократного рассеяния. Между проходящей в среде частицей и частицами вещества (электронами, атомными ядрами) могут происходить различные реакции. Как правило, их вероятность заметно меньше, чем вероятность ионизации.

Основными силами взаимодействия α-частиц с веществом являются кулоновские силы, основными процессами взаимодействия - процессы упругого рассеяния и ионизационного торможения.

1) В столкновениях с ядрами частицы меняют направление движения и передают ядру часть кинетической энергии. Потери энергии ТЗЧ в столкновениях с ядрами незначительны, т.к. такие столкновения происходят сравнительно редко из-за малости размеров ядер и экранировки кулоновского поля ядра электронной оболочки. Поэтому они мало влияют на торможение тяжелых частиц веществом.

Упругое рассеяние - такой процесс взаимодействия двух частиц, при котором суммарная кинетическая энергия обеих частиц сохраняется и происходит лишь перераспределение ее между частицами. При этом сами частицы изменяют направление своего движения, т. е. происходит процесс рассеяния.

Столкновения с ядрами приводят к их значительному рассеянию.

Дифференциальное сечение упругого рассеяния нерелятивистской заряженной частицы в кулоновском поле ядра-мишени описывается формулой Резерфорда

[ ]

где ζ - полное поперечное сечение рассеяния для рассеяния на любые углы, Ω- полный телесный угол, Z1 и Z2 - заряды налетающей частицы и ядра-мишени, e - элементарный заряд, Еα - кинетическая энергия налетающей частицы, θ - угол рассеяния.

2) ТЗЧ теряют свою энергию, в основном, в столкновениях с электронами. При этом электроны могут переходить на более высокие энергетические уровни (атом возбуждается) или вылетать из атома (нейтральный атом превращается в положительно заряженный ион). В результате дальнедействующего характера кулоновских сил пролетающая через вещество частица испытывает столкновения с очень большим количеством электронов. Из-за большой разницы в массах ТЗЧ в столкновениях с электронами рассеиваются слабо, поэтому траектория их в веществе практически прямолинейна.

Удельная потеря энергии заряженной частицей на ионизацию пропорциональна квадрату заряда частицы, концентрации электронов в среде, некоторой функции от скорости частицы и не зависит от массы частицы M.

Потери энергии за счет ионизации и возбуждения атомов вещества на единице пути, или удельные потери, вычислены в классической теории Бора и в квантовой теории – Бете и Блохом:

1

– тормозная способность (потери энергии за единицу времени),

-масса покоя электрона, W-средняя энергия возбуждения.

Для определенной среды и частицы с данным зарядом Z величина dE/dx является

функцией только кинетической энергии: dE/dx = (E). Проинтегрировав это выражение по всем значениям Е от 0 до Еmax, можно получить полный пробег частицы, то есть полный путь R, который заряженная частица проходит до остановки и полной потери кинетической энергии:

∫

Тяжелые заряженные частицы взаимодействуют в основном с атомными электронами. В частности вероятность ионизации атомов среды при энергиях альфа-частиц в несколько МэВ примерно в 103 раз больше вероятности ядерного взаимодействия. Взаимодействие альфачастиц с ядрами вещества сводится к кулоновскому рассеянию на малые углы и поэтому они мало отклоняются от направления своего первоначального движения. Вследствие этого пробег тяжелой частицы R измеряют расстоянием по прямой от источника частиц до точки их остановки. Обычно пробег измеряется в единицах длины (м, см, мкм) или длины, умноженной на плотность (г/см2).

Пробеги альфа-частиц:

⁄

√

√

√

2.Взаимодействие электронов с веществом. Средняя потеря энергии на ионизацию.

Легкие заряженные частицы теряют свою энергию в результате кулоновского взаимодействия при столкновениях с электронами и ядрами вещества.

Электроны вещества могут переходить на более высокие уровни и отрываться от атома. В результате дальнедействующего характера кулоновских сил пролетающая через вещество частица испытывает столкновения с очень большим количеством электронов. Потери энергии легких заряженных частиц на ионизацию и возбуждение атомов вещества называют ионизационными.

Ионизационные потери электронов преобладают в области относительно небольших энергий. С ростом энергии электрона Е растут радиационные потери.

Формула Бете-Блоха:

( )

–средняя энергия возбуждения, - масса электрона, v - скорость частицы

Вобласти низких энергий электронов (E < 1 МэВ) определяющий вклад в потери энергии дают неупругие ионизационные процессы взаимодействия с атомными электронами, включающие ионизацию атомов. Передаваемая в одном столкновении энергия в среднем очень мала и при движении в веществе потери складываются из очень большого числа таких малых потерь.

Из – за малости массы легкие заряженные частицы в столкновениях могут значительно отклоняться от первоначального направления движения, поэтому, во-первых, их траектория в веществе представляет собой ломаную линию, а во-вторых, двигаясь по искривленной траектории, они излучают электромагнитные волны, или так называемое тормозное излучение. Потери энергии ДЗЧ на тормозное излучение называются радиационными.

2

Энергия частиц, при которой ионизационные и радиационные потери равны, называется критической:

Пробеги:

,0,15< <0,8 МэВ

,0,8< <3 МэВ

Закон поглощения – частиц, имеющих непрерывный спектр, описывается формулой:

,

– поток – частиц, падающих на вещество, N(x) – поток – частиц на глубине x,

– линейный коэффициент поглощения.

Электроны в веществе испытывают рассеяние:

ζ – сечение рассеяние δ – не знаю что это такое  N – концентрация.

3.Тормозное и характеристическое рентгеновское излучение.

Тормозное излучение, электромагнитное излучение, испускаемое заряженной частицей при еѐ рассеянии (торможении) в электрическом поле.

Рентгеновское излучение возникает при бомбардировке твердых мишеней быстрыми электронами.

Попав в вещество анода, электроны испытывают сильное торможение и становятся источником электромагнитных волн (рентгеновских лучей).

Тормозное рентгеновское излучение возникает при торможении электронов, движущихся с большой скоростью, электрическими полями атомов анода. Условия торможения отдельных электронов не одинаковы. В результате в энергию рентгеновского излучения переходят различные части их кинетической энергии.

Как известно, энергия фотонов рентгеновских лучей определяет их частоту и длину волны. Поэтому тормозное рентгеновское излучение не является монохроматическим. Оно характеризуется разнообразием длин волн, которое может быть представлено сплошным

(непрерывным) спектром.

Согласно классической электродинамике его интенсивность пропорциональна квадрату ускорения заряженной частицы. Так как ускорение обратно пропорционально массе m частицы, то в одном и том же поле тормозное излучение легчайшей заряженной частицы — электрона будет, например, в миллионы раз мощнее излучения протона. Поэтому чаще всего наблюдается и практически используется тормозное излучение, возникающее при рассеянии электронов на электростатическом поле атомных ядер и электронов; такова, в частности,

3

природа рентгеновских лучей в рентгеновских трубках и гамма-излучения, испускаемого быстрыми электронами при прохождении через вещество.

Тормозное излучение рентгеновского излучения обладает следующими свойствами:

Спектр тормозного излучения непрерывный и имеет коротковолновый край (квантовую границу). Коротковолновая граница тормозного излучения определяется максимальной энергией вызывающих его ускоренных электронов

Интенсивность тормозного излучения при одних и тех же условиях тем больше, чем выще атомный номер Z материала анода. Интенсивность тормозного излучения также растет с ростом напряжения на рентгеновской трубке V и током электронов i падающих на анод.

Зависимость интенсивности тормозного излучения рентгеновской трубки от перечисленных параметром можно выразить приблизительно ZiV2

Испускаемое электронами тормозное рентгеновское излучение распределено в пространстве относительно электронного пучка неравномерно. Максимум интенсивности тормозного излучения наблюдается перпендикулярно оси электронного пучка, падающего на анод

Тормозное излучение сильно поляризовано вдоль оси электронного пучка

Характеристическое рентгеновское излучение

Характеристическое рентгеновское излучение – электромагнитное излучение, испускаемое при переходах электронов с внешних электронных оболочек атома на внутренние (характеристический спектр).

Когда энергия бомбардирующих анод электронов становится достаточной для вырывания электронов из внутренних оболочек атома, на фоне тормозного излучения появляются резкие линии характеристического излучения. Частоты этих линий зависят от природы вещества анода, поэтому их и назвали характеристическими.

Состояние атома с вакансией во внутренней оболочке неустойчиво. Электрон одной из внешних оболочек может заполнить эту вакансию, и атом при этом испускает избыток энергии в виде фотона характеристического излучения:

4. Средняя энергия ионообразования. Эффективный атомный номер вещества.

Полная энергия ионизации воздуха определяется соотношением:

–энергия, затрачиваемая на ионизацию,

–энергия, затрачиваемая на возбуждение атома,

–энергия, уходящая в тепло.

Средняя энергия ионообразования (энергия, затрачиваема на образование одной пары ионов) определяется соотношением:

W – полная энергия,

N – число образованных пар ионов.

e – заряд электрона,

U – потенциал ионизации атома. Заменим в уравнении 1:

Средняя энергия ионизации воздуха составляет 34 эВ, из них 15 эВ идет на ионообразование.

4

Эффективный атомный номер

Под эффективным атомным номером сложного вещества в дозиметрии понимают атомный номер такого условного простого вещества, для которого коэффициент передачи энергии излучения, рассчитанный на один электрон среды, является таким же, как и для данного сложного вещества. Другими словами, для любых двух веществ, имеющих одинаковый эффективный номер, энергия излучения, переданная заряженным частицам в расчете на один электрон среды, должна быть одинакова при тождественных условиях облучения. Здесь nel — число электронов в единицы массы сложного вещества:

∑

где pi - массовая доля i - го простого вещества, входящего в состав сложного вещества; Ai , Zi - массовое число и атомный номер простых веществ.

5. Механизмы взаимодействия гамма-излучения с веществом. Фотоэффект. Томсоновское рассеяние гамма-квантов. Эффект Комптона. Эффект образования пар и ядерный фотоэффект.

При прохождении через вещество гамма-кванты взаимодействуют с электронами и ядрами, в результате их интенсивность уменьшается. К потерям энергии γ-излучения приводят процессы, связанные с фотоэффектом, комптоновским рассеянием электронов в веществе и образованием электрон-позитронных пар. Вклад каждого из процесса в ослабление γ-излучения зависит от энергии γ-квантов ядерного излучения и параметра Z вещества-поглотителя. Общая закономерность заключается в том, что вероятность потери энергии в процессе фотоэффекта и комптоновского рассеяния снижается с ростом энергии γ-излучения, а вероятность образования электрон-позитронных пар растет (начиная с энергии 1,02 МэВ) с повышением энергии γ- кванта. Вероятность потери энергии γ-квантов с ростом параметра Z пропорционально Z - для комптоновского рассеяния, Z2 - для процессов образования электрон-позитронных пар и Z4для процессов фотоэффекта. Иначе, с ростом параметра Z и энергии γ-излучения будет увеличиваться вероятность процессов в ряду: фотоэффект - комптоновское рассеяние - возникновение электрон-позитронных пар.

В области энергий до 10 МэВ наиболее существенными процессами являются фотоэффект, эффект Комптона и образование электрон-позитронных пар. При энергии гамма-квантов больше 10 МэВ превышается порог фотоядерных реакций и в результате взаимодействия фотонов с ядрами становятся возможны реакции типа (γ,р), (γ,n), (γ,a). Сечения фотоядерных реакций в области энергий до 100 МэВ составляют 1% полного сечения взаимодействия гаммаквантов с атомом. Однако фотоядерные реакции необходимо учитывать в процессах преобразования фотонного излучения в веществе, так как вторичные заряженные частицы, такие как протоны и альфа-частицы, могут создавать высокую плотность ионизации.

Фотоэффект – явление, связанное с освобождением электронов твердого тела (или жидкости) под действием электромагнитного излучения. Различают внешний фотоэффект – испускание электронов под действием света (фотоэлектронная эмиссия), γ-излучения и др.; внутренний фотоэффект – увеличение электропроводности полупроводников или диэлектриков под действием света (фотопроводимость); вентильный фотоэффект – возбуждение светом ЭДС на границе между металлом и полупроводником или между разнородными полупроводниками.

Эффект Комптона – упругое рассеяние электромагнитного излучения малых длин волн (рентгеновского и γ излучения) на свободных электронах, сопровождающийся увеличением длины волны λ. Эффект Комптона подтвердил правильность квантовых представлений об электромагнитном излучении как о потоке фотонов и может рассматриваться как упругое столкновение двух частиц – фотона и электрона, при котором фотон передает электрону часть своей энергии (и импульса), вследствие чего его частота уменьшается, а λ увеличивается.

Эффект Комптон обратный – упругое рассеяние на электронах высокой энергии, приводящее к увеличению энергии (частоты) фотонов (уменьшению длины волны).

5

Комптоновская длина волны – величина, имеющая размерность длины и указывающая область проявления релятивистских квантовых эффектов. Название связано с тем, что через комптоновскую длину волны электромагнитного излучения при эффекте Комптона. Для частицы массы m комптоновская длина волны λ0=ħ/mc, где ħ – постоянная планка, с – скорость света.

Томсоновское рассеяние (рассеяние Томсона) - упругое рассеяние электромагнитного излучения на заряженных частицах. Электрическое и магнитное поля падающей волны ускоряют заряженную частицу. Ускоренно движущаяся заряженная частица излучает электромагнитные волны. Таким образом энергия падающей волны частично переходит в энергию рассеянной волны — происходит рассеяние.

Рождение пар в физике элементарных частиц обратный аннигиляции процесс, в котором возникают пары частица-античастица (реальные или виртуальные). Для появления реальной пары частиц закон сохранения энергии требует, чтобы энергия, затраченная в этом процессе, превышала удвоенную массу частицы: Ep = 2mc2=1.02 МэВ – ЧИСЛО ЭНЕРГИИ ЗНАТЬ ШАРИКОВ СПРАШИВАЕТ! Минимальная энергия Ep, необходимая для рождения пары данного типа, называется порогом рождения пар.

Рождение электрон-позитронных пар при взаимодействии гамма-кванта с электромагнитным полем ядра (в сущности, с виртуальным фотоном) является преобладающим процессом потери энергии гамма-квантов в веществе при энергиях выше 3 МэВ (при более низких энергиях действуют в основном комптоновское рассеяние и фотоэффект, при энергиях ниже Ep=1,022 МэВ рождение пар вообще отсутствует). Вероятность рождения пары в таком процессе пропорциональна квадрату заряда ядра.

Фотоядерные реакции — ядерные реакции, происходящие при поглощении гаммаквантов ядрами атомов. Явление испускания ядрами нуклонов при этой реакции называется ядерным фотоэффектом.

По этому вопросу был доп: из чего складываются потери энергии гама квантов – из сумму фотоэффекта, комптона и образования пар.

6. 7. Взаимодействия нейтронного излучения с веществом. Рассеяние и поглощение нейтронов.

Все свободные нейтроны начинают жизнь как быстрые нейтроны, с энергиями больше 0.10 МэВ. Быстрые нейтроны замедляются, и их энергия уменьшается при столкновениях с ядрами атомов поглотителя. Затем нейтроны переопределяются как промежуточные (диапазон энергий от 0.025 эВ до 0.10 МэВ) или тепловые (ниже 0.025 эВ). Нейтроны взаимодействую с веществом двумя способами:

1.Рассеяние,

2.Поглощение.

Рассеяние

Когда нейтрон рассеивается на ядре, его скорость и направление движения меняется, но ядро мишень остается с тем же числом протонов и нейтронов. Ядро может перейти в возбужденное состояние и испускать гамма-кванты т. е. результате соударения нейтронов с ядрами вещества природа последних не изменяется, а сами n рассеиваются на атомных ядрах. При этом следует рассматривать упругое и неупругое рассеяния.

Упругое рассеяние В процессе упругого рассеяния суммарная кинетическая энергия ядра и нейтрона не

изменяется, но часть кинетической энергии нейтрона передается ядру. Упругое рассеяние – это название процесса, посредством которого быстрые или промежуточные нейтроны испытывают упругие столкновения на ядрах атомов поглотителя и нейтрон отклоняется или рассеивается. Это наиболее эффективный путь, по которому кинетическая энергия нейтрона передается поглотителю, – взаимодействие с частицей с такой же массой, например, другим нейтроном или протоном. Если нейтрон ударяется о ядро атома мишени, масса которого намного больше, чем он сам, он отскакивает от мишени. Аналогично, если нейтрон сталкивается с мишенью, которая

6

меньше, чем он сам, мишень будет вытолкнута. Однако, если нейтрон соударяется с протоном или нейтроном, энергия падающего нейтрона делиться между частицей-мишенью и нейтроном. На практике, это означает, что материалы, обогащенные водородом (такие как вода, бетон и парафин) являются лучшими материалами для защиты от нейтронов, так как протон атомов водорода позволяет рассеять энергию падающих нейтронов относительно быстро. При упругом рассеянии суммарная кинетическая энергия нейтрона и ядра сохраняется. Такое рассеяние нейтронов называется потенциальным (n, n). Если ядро захватывает нейтрон и образуется составное ядро, то рассеяние называется резонансным (n, n`). В случае резонансного захвата электрон покидает ядро с такой же энергией.

Важно помнить, что отскакивающие в результате упругого рассеяния нейтронов ядра являются тяжелой заряженной частицей. Они теряют свою энергию с высокой скоростью, взаимодействуя с атомами среды таким же образом, как альфа-частицы и, следовательно, классифицируются как ионизирующее излучение с высокой ионизирующей способностью. По этой причине, учитывая, что упругое рассеяние является наиболее вероятным взаимодействием для быстрых нейтронов в биологической ткани, нейтроны могут быть особенно опасны при облучении тела человека.

Неупругое рассеяние При неупругом рассеянии ядро-мишень переходит в возбужденное состояние и

испускает излучение. В результате неупругого рассеяния полная кинетическая энергия вылетающего нейтрона и ядра меньше полной кинетической энергии налетающего на мишень нейтрона. Часть первоначальной кинетической энергии идет на возбуждение ядра. Результатом такого взаимодействия является замедление скорости нейтрона и изменение направления движения.

Неупругое рассеяние – более сложное взаимодействие может иметь место, когда быстрые или промежуточные нейтроны сталкиваются с мишенью, которая намного больше, чем они сами, и не отскакивает, а временно поглощается ядром-мишенью. После короткого времени нейтрон переиспускается с уменьшенной энергией, а ядро-мишень остается в возбужденном состоянии. Затем ядро снимает возбуждение путем испускания гамма-излучения. Поскольку суммарная кинетическая энергия не сохраняется при этом столкновении (потому что часть энергии идет на образование гамма-излучения), этот тип столкновения называется неупругим столкновением. А сам тип взаимодействия называется неупругим рассеянием.

Поглощение

Наряду с рассеянием на ядре, нейтрон может испытать поглощение. В данном случае имеет место реакция радиационного завтра (n, γ), при которой ядро поглощает нейтрон, и снимает возбуждение путем испускания гамма-кванта либо испусканием электрона конверсии. Ядро может изменить свою внутреннюю структуру и испустить несколько гамма-квантов. Могут также испускаться заряженные частицы, чаще всего - протоны, дейтоны и альфачастицы т. е. реакции (n, α), (n, p), (n, γ), (n, 2n). Кроме того, ядра могут избавляться от избыточных нейтронов. Если испускаются несколько нейтронов, причем число нейтронов, присутствующих в веществе, больше, чем было до взаимодействия, то, говорят, что имело место размножение нейтронов. Наконец, возможно деление ядра (n, f), приводящее к образованию двух и более осколков деления (ядер с промежуточными массовыми числами) и нескольких нейтронов.

Примеры ядерных реакций:

(n, α): 10B + n = 7Li + 4He,

(n, p): 3Не + n = p + 3H,

(n, γ): 133Cd + n = 114Cd + γ,

(n, 2n): 238U + n = 237U + 2n.

Когда быстрые и промежуточные нейтроны замедлены в результате упругих и неупругих столкновениях, они становятся тепловыми нейтронами с энергиями порядка 0.025 эВ. Большинство тепловых нейтронов поглощаются и становятся частью ядер атомов поглотителя.

7

Затем эти ядра должны избавиться от избыточной энергии, обычно путем испускания гаммаизлучения.

Вероятность перечисленных ядерных реакций характеризуется микро- и макроскопическими эффективными сечениями (Σs = Nζs – упругое рассеяние нейтронов; Σin = Nζin – неупругое рассеяние нейтронов; Σr = Nζr – ядерные расщепления; Σa = Nζa – поглощение нейтронов ядрами; Σγ = Nζγ – излучение гамма-квантов (радиационный захват); Σf = Nζf – деление ядер; Σt = Nζt - полное сечение): Σ =N (ζs +ζin +ζr +ζa +ζ γ +ζf), где N - число ядер в 1 см3.

8. Деление нейтронов по группам по характеру взаимодействия с веществом. Среднелогарифмическая потеря энергии нейтронов. Основные вещества - замедлители нейтронов.

Характер взаимодействия нейтронов с веществом в значительной степени зависит от их энергии. В зависимости от энергии нейтронов, их подразделяют на следующие группы:

1.Ультрахолодные нейтроны - нейтроны с энергией менее 10-7 эВ (представляют интерес только для исследовательских целей).

2.Холодные нейтроны E <5*10-3 эВ.

3.Ультрахолодные и холодные отличаются аномально большой проникающей способностью при прохождении через поликристаллические вещества.

4.Тепловые нейтроны (Е <0.1 эВ) - нейтроны, находящиеся в термодинамическом равновесии с рассеивающими атомами окружающей среды. При диффузии через относительно слабо поглощающие среды их скорости стремятся к Максвелловскому распределению. Характерной реакцией для тепловых нейтронов является реакция радиационного захвата (n, γ).

5.Надтепловые нейтроны (от 0.1 эВ до 0.5 кэВ). При прохождении надтепловых n через поглощающие и рассеивающие среды сечение взаимодействия подчиняется в основном закону 1/v, где v скорость нейтрона. Так же характерна реакция (n, γ).

6.Нейтроны промежуточных энергий (0.5 кэВ до 0.2 МэВ) - типичным процессом взаимодействия с веществом является упругое рассеяние.

7.Быстрые нейтроны (0.2 МэВ - 20 МэВ). Характеризуются как упругим, так и неупругим рассеянием, и возникновением пороговых ядерных реакций.

8.Сверхбыстрые нейтроны (E> 20 МэВ). Они отличаются ядерными реакциями с вылетом большого числа частиц. При энергии> 300 МэВ наблюдается слабое взаимодействие n с ядром (прозрачность ядер для сверхбыстрых нейтронов) и появление "реакции скалывания", в результате которой бомбардируемое ядро испускает несколько осколков.

Среднелогарифмическая потеря энергии (усреднѐнная по углам рассеяния нейтронов) при одном соударении:

̅̅̅̅̅̅̅̅

где , ’ – энергия до соударения и энергия после соударения, A – массовое число ядра замедлителя. Вводиться для рассмотрения замедляющих свойств материала. Зависит от массового числа, и не зависит от энергии нейтронов.

Основные вещества-замедлители:

Наилучшими замедлителями являются такие, которые уменьшают скорость быстрых нейтронов до скорости тепловых за наименьшее число соударений. К числу лучших замедлителей, широко используемых в ядерной физике и ядерной технике для превращения быстрых нейтронов в тепловые, относятся вода, тяжѐлая вода, бериллий, графит, углерод.

9. Источники ионизирующего излучения. Источники гамма-излучения.

Источником ионизирующего излучения может быть космический объект, земной объект, содержащий радиоактивный материал, или техническое устройство, испускающее или способное испускать ионизирующее излучение.

8

Источник ионизирующего излучения, ИИИ - объект, содержащий радиоактивный материал или техническое устройство, испускающее или способное в определенных условиях испускать ионизирующее излучение.

Взависимости от происхождения, ИИИ бывают:

Естественные (космические лучи, гамма-излучение от земных пород, продукты распада радона

итория в воздухе и другие природные радионуклиды, присутствующие в окружающей среде)

Искусственные (рентгеновское излучение, применяемое в медицине, радиоактивные осадки при использовании ядерного оружия, выбросы радионуклидов с отходами атомной станции в окружающую среду, а также гамма-излучение, используемое в промышленности).

Источники γ-излучения. Изотопные гамма-установки

Источники гамма-излучения изготавливаются на основе таких радионуклидов, как кобальт-57, кобальт-60, цинк-65, селен-75, серебро-110м, сурьма-124, барий-133, цезий-134 и другие. В настоящее время мощные источники γ-излучения нашли применение в

медицине (радиотерапия, стерилизация медицинских инструментов и материалов),

сельском хозяйств (стимуляция роста и урожайности зерновых и овощных культур, борьба с вредителями),

радиационной физике (материаловедение), для обеззараживания и очистки промышленных

стоков, твердых и жидких отходов производств, в радиационной химии (радиационнохимическая модификация материалов, синтез полимеров), для испытания изделий в поле

интенсивного гамма-излучения, для стерилизации и дезинфекции пищевых продуктов и др.) Примерами мощных источников γ-излучения являются Co60 изотопные установки ГУ-200 ГАММАРИД, ИССЛЕДОВАТЕЛЬ, РХМ-гамма-20, Агат-С.

10. Нейтронные источники

Свободные нейтроны нестабильны, они распадаются, превращаясь в протоны, электроны

энергией, превышающей энергию связи нейтронов в ядрах мишени. Наименьшей энергией связи нейтронов среди стабильных ядер обладают 9Be (1,67 МэВ) и 2H (2,23 МэВ).

В отличие от (α, n) - источников, испускающих нейтроны с непрерывным спектром, фотонейтронные источники, использующие монохроматические фотоны, излучают почти моноэнергетические нейтроны. Недостатками (γ, n) -источников являются малый выход и небольшое время жизни излучателей. Значительным недостатком является большой γ -фон. Даже в лучшем случае число гамма-квантов, выходящих из источника, больше чем в 103 раз превышает число нейтронов.

3. Спонтанное деление

Источники нейтронов на 252Cf является наиболее широко используемым источником нейтронов спонтанного деления. Он может иметь очень маленькие размеры и все же быть мощным источником в течение длительного периода времени. Нейтронная активность данного изотопа равна 2,5·106 н./(с·мкг), что позволяет создавать практически точечные источники.

4. Генерация нейтронов с помощью ускорителей

Ускорители как нейтронные генераторы имеют преимущества перед радиоизотопными источниками. Максимальная интенсивность при их использовании может быть на несколько порядков больше. Кроме того, с помощью ускорителей могут быть получены моноэнергетические нейтроны практически с любой энергией и с хорошим энергетическим разрешением. В качестве источников нейтронов используются различные типы электронных и ионных ускорителей. Появление нейтронов при облучении мишени пучком быстрых электронов возможно в результате двухэтапного процесса: образования тормозного γ - излучения и последующей генерации нейтронов в (γ, n) – реакции. Современные ускорители электронов позволяют создать достаточно мощные источники нейтронов. В качестве мишени обычно используют тяжѐлый металл: уран, вольфрам или свинец. Поток нейтронов из мишени, в которой образуются и фотоны, и нейтроны, зависит от материала мишени, еѐ толщины, энергии электронов и интенсивности электронного пучка.

5. Ядерные реакторы (вынужденное деление)

Ядерные реакторы являются наиболее мощными источниками нейтронов. Интегральный выход нейтронов достигает величины 1017–1018 н./с, что на много порядков превышает мощность любого нейтронного источника. В активной зоне реактора плотность потока нейтронов может достигать нескольких единиц на 1015 н./см2 с. Большие плотности потока нейтронов были достигнуты только при ядерных взрывах. Огромные потоки нейтронов в активной зоне позволяют создавать коллимированные пучки нейтронов с интенсивностью до 1010 н./с. Энергетический интервал реакторных нейтронов очень широк: от холодных нейтронов с энергией до 10-3 эВ до быстрых нейтронов с энергией до 18 МэВ. Энергетический спектр нейтронов деления близок к Максвелловскому распределению.

Требования, предъявляемые к нейтронным источникам:

стабильность плотности потока,

стабильность энергетического спектра,

стабильность пространственного распределения,

невысокий уровень сопровождающего жесткого гамма-излучения,

возможность транспортировки,

безопасность использования.

11. Ионизационный метод регистрации излучений. Ионизационная камера.

Ионизационный метод регистрации излучения основан на способности этого излучения вызывать ионизацию вещества. Ионизационные камеры, как и пропорциональные счетчики, а также счетчики Гейгера-Мюллера относятся к разряду газовых детекторов ионизирующих излучений.

Под действием любого ионизирующего излучения в веществе (газе) из нейтральных атомов или молекул образуются ионы, несущие положительные или отрицательные электрические заряды. Положительные ионы возникают в результате отрыва от атома,

10