Материал: Белозеров В.И., Жук М.М., Кузина Ю.А., Терновых М.Ю. Физика и эксплуатационные режимы реактора ВВЭР-1000

сначала медленно растет, а затем резко увеличивается и так же резко падает. Характер хода кривой объясняется изменением скорости α-частиц. Сначала α-частицы движутся с большой скоростью, поэтому удельная ионизация сравнительно небольшая. В результате ионизационных потерь движение α- частиц замедляется. Они проводят больше времени около электронов, и удельная ионизация растет. В конце своего движения α-частицы особенно интенсивно теряют энергию на иониза-

цию. Однако, медленно двигаясь, они захватывают сначала один орбитальный электрон, а затем второй и последовательно превращаются в однократно заряженные ионы гелия и атомы гелия. Поэтому ионизационные потери резко уменьшаются.

Плотность потока α-частиц практически не изменяется на расстоянии их пробега от источника, а интенсивность α-частиц уменьшается с увеличением расстояния от источника вследствие потерь энергии на ионизацию.

Взаимодействие α-частиц с электронами имеет вероятностный характер. Поэтому пробеги α-частиц в веществе имеют некоторый разброс. Незначительная часть α-частиц проникает дальше других от источника. Средний пробег Rα моноэнергетических α-частиц рассчитывают по эмпирическим формулам.

В воздухе при нормальных условиях:

где Rα – пробег, см; Eαn – кинетическая энергия α-частиц, МэВ; а – константа.

Для α-частиц, испускаемых естественными α-излучателями (4 < Eα < 9 МэВ), а = 0,318, n = 1. Для α-частиц с более высокими энергиями (Eα < 200 МэВ) а = 0,148, n = 1. Так, α-частицы с энергией Eα = 5 МэВ пробегают в воздухе расстояние 3,1 см, а с энергией Еα = 30 МэВ – 68 см.

46

Отношение линейных пробегов двух видов частиц, начинающих движение в воздухе с одинаковыми скоростями, пропорционально отношению удельных потерь энергии частиц:

где m1 и m2 – массы частиц; q1 и q2 – заряды частиц.

1.15. Взаимодействие бета-частиц с веществом

Потери энергии движущимися электронами в веществе подразделяют на ионизационные и радиационные. Энергетическая зависимость удельных ионизационных потерь для электронов имеет такой же вид, как и для тяжелых заряженных частиц (см. рис.12).

Кривая потерь резко падает с увеличением скорости до кинетических энергий, равных удвоенной энергии покоя электрона, а затем медленно поднимается. Радиационные потери наблюдаются при ускоренном движении свободной заряженной частицы в электрическом поле ядра. Пролетая вблизи ядра, заряженная частица отклоняется от своего первоначального направления движения под действием кулоновской силы:

Эта сила связана с массой частицы m и её ускорением а вторым законом Ньютона F = та. Свободный заряд, движущийся с ускорением а, излучает электромагнитные волны, энергия которых пропорциональна квадрату ускорения: а2 = F2/m2. Так как а2 ≈ 1/m2, то радиационные потери тяжелых заряженных частиц значительно меньше радиационных потерь легких заряженных частиц (электронов и позитронов). Например, радиационные потери электронов в (тр/те)2 = 3,5 106 раз больше, чем протонов. Радиационные потери тяжелых частиц по сравнению с ионизационными потерями незначительны до весьма высоких энергий, и их обычно не учитывают. Однако при движении легких частиц радиационные потери могут быть весьма существенными, особенно в веществах с большим порядковым номером Z.

47

Радиационные потери преобразуются в излучение, называемое тормозным. Это излучение появляется как следствие торможения заряженных частиц в электрическом поле ядра. Тормозное излучение возникает также при движении электронов по круговым орбитам в ускорителях электронов – бетатроне и синхротроне. Эти излучения называют бетатронным и синхротронным.

Удельные радиационные потери Ер пропорциональны энергии

Ионизационные потери у электронов преобладают в области сравнительно небольших энергий. По мере увеличения кинетической энергии вклад ионизационных потерь в общие потери энергии уменьшается. Так как Еи ~ Z, отношение удельных радиационных и ионизационных потерь энергии k пропорционально ZEе : k = = 1,25 10-3 ZEе. Энергию электронов, при которой величины Еи и Ер равны (k = 1), называют критической. Критическая энергия для железа (Z = 26) равна 31 МэВ, а для свинца (Z = 82) – примерно 9,8 МэВ. Выше критической энергии радиационные потери преобладают над ионизационными. Так, в железе радиационные потери у электронов с энергией 100 МэВ в 3,25 раза, а в свинце в 10,2 раза больше ионизационных.

Тормозное излучение электронов с частотами в интервале рентгеновского излучения получают в специальных рентгеновских трубках с высоким вакуумом и тяжелым антикатодом. Его используют в медицине для диагностики болезней. Электроны в рентгеновских трубках ускоряются до 30–100 кэВ (1 кэВ = 103 эВ), а затем тормозятся в тяжелом антикатоде. При торможении электронов испускается рентгеновское излучение, характеризуемое сплошным спектром.

Масса электронов значительно меньше массы тяжелых частиц. Это и определяет характер их движения в веществе. При столкновении с атомными электронами и ядрами электроны сильно отклоняются от своего первоначального движения. Их движение происходит не по прямой линии, как у тяжелых заряженных частиц, а по извилистой траектории. Полный путь электронов в веществе значительно превосходит пробеги тяжелых заряженных частиц.

48

Однако практический интерес представляет эффективный пробег электронов. Он равен толщине вещества, которое поглощает электроны. Эффективный массовый пробег Rme электронов в алю-

где Rme измеряют в кг/м2; Ее – максимальная энергия β-частиц или

энергия моноэнергетических электронов, МэВ.

Формулы (1.15.2) с погрешностью примерно 10 % можно использовать для оценки величины Rme в воздухе и железе.

Быстрые позитроны, как и электроны, расходуют энергию в веществе на ионизацию и тормозное излучение. Замедленные позитроны, движущиеся в веществе с малой скоростью, вырывают из атома внешние электроны, которые слабее связаны с ядром, чем внутренние. Пара позитрон–электрон образует самый легкий водородоподобный атом – позитроний. В этом атоме электрон и позитрон движутся вокруг общего центра тяжести. Время жизни позитрония исчисляется миллиардными долями секунды, после чего позитрон и электрон аннигилируют (исчезают) и вместо них образуются два или три γ-кванта. Суммарная энергия γ-квантов 1,02 МэВ равна удвоенной энергии покоя электрона. Аннигиляция электрона и позитрона может происходить и без образования позитрония.

1.16.Взаимодействие электромагнитного излучения

свеществом

Рентгеновское, бетатронное, синхротронное и γ-излучения относятся к электромагнитному излучению, свойства которого зависят от частоты. Они не различаются, если их частоты совпадают. Можно рассмотреть особенности взаимодействия γ-излучения с веществом. Такие же особенности свойственны и другим излучениям в соответствующем частотном интервале γ-излучения.

γ-Излучение относится к сильнопроникающему в веществе излучению. Проходя сквозь вещество, γ-кванты взаимодействуют с

49

атомами, электронами и ядрами, в результате чего их интенсивность уменьшается. Первичными частицами называют такие частицы, которые не испытали взаимодействия с электронами, ядрами и атомами при движении в веществе.

Пусть на поверхность плоской мишени перпендикулярно к ней падает поток γ-квантов (рис. 1.13). Первичный пучок в веществе ослабляется за

счет поглощения и рассеяния γ-квантов. Рассеиваясь на электроне, γ-квант теряет часть своей энергии и меняет направление своего движения. На расстоянии х от внешней поверхности плотность потока первичных γ-квантов ослабляется до величины Ф(х). В тонком слое мишени толщиной dx плотность потока уменьшается на dФ γ- квантов. Величина dФ пропорциональна величине Ф(х) на поверх-

Коэффициент пропорциональности ц называют полным линейным коэффициентом ослабления. Он имеет размерность м-1 и численно равен доле моноэнергетических γ-квантов, выбывающих из параллельного пучка на единице пути излучения в веществе. Величина μ зависит от плотности и порядкового номера вещества, а также от энергии γ-квантов:

Обозначив Ф0 плотность потока γ-квантов на поверхности мишени, можно записать закон ослабления параллельного моноэнергетического пучка первичных γ-квантов в веществе:

Ф(х) = Ф0е-μх. (1.16.3)

Величина μ равна обратной толщине вещества 1/d, где d – толщина вещества, ослабляющая плотность потока γ-квантов в е = 2,72 раза. Более удобной величиной для практического применения является слой половинного ослабления d1/2. Он равен слою вещества, ослабляющему плотность потока Ф в два раза. Величины μ и d1/2 связаны так же, как период полураспада с постоянной распада:

50