Основи радіаційної фізики, дозиметрії і радіометрії

(при   в ультрареляти-вістському випадку і відсутності екранування) і

                                (4.38)

(при   і повному екрануванні).

В формулах (37) і (38)   - постійні величини.

З співвідношення (37) і (38) випливає, що ефективний переріз народження пар має пороговий характер, збільшується при збільшенні енергії (37), або знаходиться на насиченні (38). Ці перерізи пропорційні Z2.

Якщо процес народження пар відбувається в полі електрона, то можна довести, що порогова енергія фотона в 2 рази більша  . Ефективний переріз процесу народження пар в полі одного електрона буде згідно з (37) і (38) в Z2 разів меншим, ніж в полі ядра. Процес народження пар в полі Z електронів атома є некогерентним процесом. Тому ефективний переріз народження пар в полі Z електронів атома буде в Z разів меншим, ніж в полі ядра.

Враховуючи, що енергія фотонів, які випромінюються радіонуклідами, не перевищує 10 МеВ і особливості процесу народження пар в полі ядра і в полі електронів атома, можна зробити висновок, що на практиці більше значення має процес народження пар в полі ядра. Для цього процесу менша порогова енергія і більший ефективний переріз.

При проходженні фотонного випромінювання через речовину паралельний його пучок ослабляється згідно з законом (1), коефіцієнт ослаблення   буде залежати від енергії фотонів.

Серед розглянутих механізмів взаємодії фотонів з атомами речовини когерентне розсіювання суттєвої ролі не відіграє, бо при енергіях ренгенівських і гама-фотонів довжина хвилі менша розмірів атома і не виконується основна умова когерентного розсіювання – всі електрони атома повинні збуджуватись в однаковій фазі. Суттєву роль у взаємодії фотонів з речовиною відіграють ефект Комптона, фотоефект і процес народження пар електрон-позитрон. Ці процеси з тією чи іншою імовірністю спостерігаються при всіх енергіях фотонів.  Оскільки переріз взаємодії пропорціональний імовірності взаємодії, то отримаємо для загального ефективного перерізу взаємодії фотонів з атомами речовини 

 .                                   (4.39)

З (2) і (3) випливає, що і лінійний коефіцієнт ослаблення також може бути представлений у вигляді трьох доданків 

 .               (4.40)

Враховуючи залежність ефективного перерізу взаємодії кожного з трьох видів, можна графічно представити залежність від енергії коефіцієнта ослаблення для кожного з цих видів і результуючого коефіцієнта ослаблення   (40)

(рис.11). З рисунка видно, що при деякій енергії існує мінімум коефіцієнта ослаблення, положення якого залежить від виду речовини. Для свинцю цей мінімум знаходиться при енергії 4 МеВ, для легких елементів ця енергія більша.

 

§5. Взаємодія важких заряджених частинок з речовиною.

 

До важких заряджених частинок відносяться протони, альфа-частинки, дейтони і інші ядра. Ці частинки з енергіями порядку до десятків МеВ можуть утворюватись в ядерних процесах. Попадаючи в речовину, вони взаємодіють з атомами. Внаслідок наявності електричного заряду вони взаємодіють з електронами і ядрами речовини. Основну роль відіграє взаємодія з електронами, оскільки електронів в Z разів більше ніж ядер. Крім того, електричне поле ядра в значній мірі заекрановане атомними електронами, тому взаємодія з ядром можлива лише на дуже малих віддалях, що зустрічається дуже рідко.

Середня енергія іонізації атомів мала в порівнянні з енергією важких заряджених частинок і змінюється в межах від 15,6еВ для водню, до 810еВ для урану. Тому наближено взаємодію між важкою зарядженою частинкою і атомним електроном можна вважати пружною. Максимальна передача енергії від частинки до електрона буде при лобовому ударі і вона дорівнює

 ,                              (4.41)

де m – маса електрона, М – маса важкої зарядженої частинки, Е – її кінетична енергія.

З (41) отримуємо, що для протона   і при Е = 1МеВ,  .ця оцінка показує, що при кожному акті зіткнення електрону передається відносно невелика частина енергії важкої зарядженої частинки. Тому зміна імпульсу налітаючої  частинки при одиничному акті взаємодії буде малою і важка заряджена частинка не буде змінювати напрямок свого руху, пробіг частинки в речовині буде 

прямолінійний. Залежність кількості частинок, що пройшли шар речовини товщиною x (крива ослаблення), буде мати вигляд (рис.12), який суттєво відрізняється від подібної залежності для електронів. На відміну від проходження через речовину електронів існує чітко виражений пробіг важких заряджених частинок. Крім того, оскільки при взаємодії важка заряджена частинка мало міняє імпульс, прискорення частинки невелике, тому радіаційні втрати енергії не відіграють суттєвої ролі.

Питомі іонізаційні втрати при русі в речовині важких заряджених частинок визначаються з формули Бете-Бора

 ,    (4.42)

де   - швидкість важкої зарядженої частинки, Z – зарядове число атомів речовини, z– зарядове число важкої зарядженої частинки, n – концентрація атомів, m – маса електрона,  . З співвідношення (42) випливає, що питомі іонізаційні втрати не залежать від маси важкої зарядженої частинки, пропорціональні концентрації атомів, зарядовому числу атомів речовини Z і квадрату зарядового числа важкої зарядженої частинки.