Взаимодействие α-частиц с веществом
При взаимодействии α-частиц с веществом их энергия расходуется на возбуждение и ионизацию атомов среды. Эти процессы происходят в результате неупругих столкновений частиц с орбитальными электронами атомов. В отдельных (довольно редких) случаях α-частица может проникать в ядро, вызывая ядерную реакцию (α, n). Длина пробега α-частиц в веществе зависит от их начальной энергии, а также от порядкового номера, атомной массы и плотности материала. При расчетах длина пробега α-частиц определяется из экспериментальных формул. Так, например, для воздуха при 0 ?С и 760 мм рт. ст. пробег α-частиц с энергией от 3 до 8 МэВ может быть найден по формуле Гейгера с погрешностью до 5\%:
Длина пробега α-частиц в других средах может быть определена по формуле Брэгга и Глессена:
где Е — энергия α-частиц, МэВ; А — атомная масса, г; Z — порядковый номер; ρ — плотность поглощающего вещества, г/см3.
Число пар ионов на единицу пути пробега, возникающих при взаимодействии α-частиц с веществом, зависит от глубины их проникновения. На рис. 1 представлен график изменения удельной плотности ионизации биологической ткани вдоль пробега α-частицы 210Ро, Еа которого равна 5,3 МэВ. В начале пробега α-частицы удельная ионизация остается постоянной, а по мере
Рис. 1. Изменение удельной плотности ионизации в биологической ткани вдоль пробега α-частиц 210Ро (Е — 5,3 МэВ)
снижения энергии частицы она резко возрастает, достигая максимума в конце пути.
Обладая относительно большой массой и зарядом, α-частицы имеют незначительную проникающую способность. Так, для α-частиц с энергией 4 МэВ длина пробега в воздухе составляет 2,5 см, в биологической ткани — 31 мкм, в алюминии — 16 мкм. Вместе с тем для α-частиц характерны высокие показатели линейной передачи энергии.
Взаимодействие β-частиц с веществом
При прохождении β-частиц через вещество возможны упругие и неупругие взаимодействия с атомами поглощающей среды. Упругие взаимодействия заключаются в том, что сумма кинетических энергий взаимодействующих частиц после взаимодействия остается неизменной. При неупругом взаимодействии часть энергии взаимодействующих частиц передается образовавшимся свободным частицам или квантам (неупругое рассеяние, ионизация и возбуждение атомов, возбуждение ядер, тормозное излучение). Линейная передача энергии β-частиц при их взаимодействии с веществом пропорциональна плотности атомов в 1 см3 вещества n, порядковому номеру вещества Z и коэффициенту В — линейной функции 1ηΕβ, т.е.:
При проникновении заряженной частицы в кулоновское поле ядра атома скорость ее меняется как по величине, так и по на- правлению. Ускорение частицы с зарядом zE и массой m в поле ядра с зарядом ZE пропорционально zZE, а энергия тормозного излучения, определяемая квадратом ускорения, будет пропорциональна z2Z2E2/m2. Следовательно, энергия тормозного излучения тем больше, чем больше порядковый номер тормозящего вещества и чем меньше масса бомбардирующей частицы. Для относительно малых энергий β-частиц ионизационные потери невелики. Так, при энергии β-частиц или электронов около 1 МэВ ионизационные потери составляют примерно 95\%, потери энергии на упругое соударение — 5\%, потери на тормозное излучение ничтожны. Для свинца потери энергии на ионизацию и тормозное излучение
становятся равными при Εβ — 6,9 МэВ. Для алюминия даже при Εβ — 10 МэВ потеря энергии на излучение составляет около 10\% потерь энергии на столкновение с ядрами. Для определения пробега β-частиц в различных средах используется эмпирическая формула. Для воздуха:
R = 400 ? Εβ [см]. Для легких материалов (алюминий, стекло):
Rβ = 0,2 Εβ [см] при Ε < 0,5 МэВ;
Rβ = 0,1 Εβ [см] при Ε > 0,5 МэВ.
Удельная плотность ионизации, создаваемая β-частицами, примерно в 1000 раз меньше, чем для α-частиц той же энергии. Для β-частиц с энергией 4 МэВ длина пробега в воздухе составляет 17,8 м, в воде — 2,6 см, в алюминии — 9,8 мм.
При расчете защиты от β-излучения малых энергий, для которых ионизационные потери несущественны, необходимо, чтобы толщина защитного экрана была равна или больше максимального пробега частицы в данном материале. При этом следует использовать материалы с малым Z. При высоких энергиях β-частиц часто необходимо осуществлять защиту от тормозного рентгеновского излучения.
Взаимодействие рентгеновского и γ-излучений с веществом
При прохождении через различные среды пучка рентгеновского или γ-излучения в результате взаимодействия квантов с веществом отмечается уменьшение его интенсивности. Взаимодействие же квантов излучения при этом характеризуется тем, что каждый фотон выбывает из пучка в результате одиночного акта. Следовательно, число выбывающих из пучка фотонов dI пропорционально проходимому ими слою вещества dx:
dI =- μ ? I ? dx,
где μ — коэффициент пропорциональности (называемый коэффициентом ослабления). Εατπτ излучение моноэнергетическое, то значение μ постоянно и интегрирование предыдущего выражения дает:
Ix = I0 ? e -μχ.
x 0
Так как x может быть выражено в сантиметрах, граммах на 1 см2, а также числом атомов или электронов на 1 см2 и произведение должно быть безмерным, коэффициент ослабления μ, иногда называемый эффективным сечением, соответственно выражается в см-1, см2/г, см2/атом и см2/электрон.
Изменение интенсивности излучения в отдельных случаях выражают не через коэффициент ослабления, а через слой половинного ослабления Δ. Слоем половинного ослабления называется такая толщина поглощающей среды, при прохождении которой интенсивность излучения уменьшается в 2 раза. Этот показатель можно рассчитать по следующему соотношению:
В области энергии квантов от 60 кэВ до 50 МэВ имеют место главным образом следующие процессы их взаимодействия с веществом:
• фотоэлектрический эффект, при котором фотон передает всю свою энергию связанному электрону, причем часть энергии расходуется на преодоление связи электрона с атомом, а остальная превращается в кинетическую энергию электрона; этот эффект преобладает при энергиях 1-500 кэВ и уменьшается с увеличением Е;
• рассеяние атомными электронами, в результате которого фотон отклоняется от своего первоначального направления с потерей или без потери энергии; при энергиях, значительно превышающих энергию связи электронов, фотоны рассеиваются так, как если бы электроны были свободны и покоились; в этом случае имеет место эффект Комптона; в области около 1 МэВ он является преобладающим видом взаимодействия;
• образование пар, при котором фотон в поле ядра атома или электрона исчезает и рождается пара электрон-позитрон, полная кинетическая энергия которой равна энергии фотона, уменьшенной на энергию покоя двух появившихся частиц; этот процесс наблюдается при энергии более 1 МэВ и становится преобладающим видом взаимодействия при возрастании энергии.
Указанные три процесса могут происходить независимо друг от друга, поэтому полный коэффициент ослабления μ можно раз-
бить на три части: τ — для фотоэлектрического эффекта, δ — для рассеяния и κ — для образования пар; коэффициент ослабления равен сумме указанных коэффициентов:
На рис. 2 представлены кривые, показывающие изменения τ, δ, κ и μ в зависимости от энергии γ-излучения для вещества с малым Z (А1) и большим Z (РЬ). На рисунке видно, что при небольших энергиях преобладает фотоэлектрическое поглощение, а при больших энергиях ослабление полностью определяется образованием пар. Однако относительное значение каждого из указанных видов взаимодействия меняется в зависимости от атомного номера поглощающего вещества. Для Al (Z = 13) в интервале между 0,3 и 3 МэВ ослабление почти полностью связано с комптоновским рассеянием, а для РЬ (Z = 82) в интервале от 3 до 5 МэВ все три главных процесса играют существенную роль.
По формуле dI = — μΤ-dx можно определять только интенсивность первичного излучения. Однако пренебречь квантами, испытавшими одно- и многократное рассеяние, можно лишь при коллимации пучка излучения, т.е. в случае «узкого пучка». Если в пучке квантов роль рассеянного излучения велика, такой пучок будет называться «широким пучком». Для этого случая интенсивность излучения параллельного пучка за защитой определяется по формуле:
где I0 — интенсивность излучения в той же точке без защиты; Вэ (hv, Z, μχ) — энергетический фактор накопления, который зависит от энергии квантов, порядкового номера поглощающего вещества и величины свободного пробега.
Численные значения энергетических факторов накопления, а также кратность ослабления различных по толщине материалов с учетом этого показателя, которые используются при расчете защиты, можно найти в ряде справочников по защите от ионизирующих излучений.
Рентгеновское и γ-излучения обладают высокой проникающей способностью, и длина пробега их в воздухе достигает сотен метров.
Рис. 2. Изменение τ, δ, κ и μ в зависимости от энергии γ-излучения для вещества с малым Z (а — алюминий) и большим Z (б — свинец)
Взаимодействие нейтронов с веществом
При прохождении пучка нейтронов через вещество возможны два вида их взаимодействия с ядрами вещества. Во-первых, в результате соударения нейтронов с ядрами бывает упругое и неупругое рассеяние нейтронов, во-вторых, происходят ядерные реакции типа (n, α), (n, р), (n, 2р) и деление тяжелых ядер.
Изменение плотности потока нейтронного излучения (dI) в результате взаимодействия нейтронов с веществом будет пропорционально плотности потока нейтронов (I), числу атомов вещества в единице объема (N) и длине пути нейтронов в веществе (dx), т.е.
Если обозначать I0 плотность потока нейтронов на поверхности защиты, т.е. при χ = 0, а Ix — плотность потока нейтронов за слоем защиты χ, то в результате интегрирования предыдущего выражения получим:
Коэффициент пропорциональности δ, характеризующий вероятность любого взаимодействия нейтрона с атомами вещества, имеет размерность см2 и называется микроскопическим эффек- тивным поперечным сечением ядра.
Сущность понятия «эффективное поперечное сечение» заключается в следующем. Пусть тепловые нейтроны проходят через 1 см3 азота (в 1 см3 азота при нормальных условиях содержится 1018 атомов). Эффективное микроскопическое сечение реакции (n, p) при 106 падающих тепловых нейтронов и соответствующем им одном ядерном превращении будет равно:
• В зависимости от энергии нейтронов обычно преобладают те или иные виды их взаимодействия с веществом. По уровню энергии они могут быть условно разделены на следующие группы. Медленные нейтроны. Они подразделяются на холодные нейтроны с энергией менее 0,025 эВ, тепловые (с энергией от 0,025 до 0,5 эВ) и надтепловые (с энергией выше 0,5 эВ). В поглощающей среде обычно наблюдается реакция захвата медленных нейтронов.
• Резонансные нейтроны. Наблюдаются в области энергий от нескольких электронвольт до 500 эВ. У таких нейтронов велика вероятность поглощения тяжелыми ядрами (Au, U и др.).
• Промежуточные нейтроны с энергией от 0,5 кэВ до 0,5 МэВ. Для нейтронов этой группы наиболее типичным процессом взаимодействия с веществом является упругое рассеяние.
• Быстрые нейтроны с энергией от 0,5 до 20 МэВ. Эти нейтроны характеризуются как упругим, так и неупругим рассеянием и возникновением ядерных реакций.
• Очень быстрые нейтроны с энергией 20-300 МэВ. Отличаются ядерными реакциями с вылетом большого числа частиц.
• Сверхбыстрые нейтроны с энергией свыше 300 МэВ. Отличаются слабым взаимодействием с ядрами (прозрачность ядер для сверхбыстрых нейтронов) и появлением «реакции скалывания», в результате которой бомбардируемое ядро испускает несколько осколков.
При проведении расчета защиты от нейтронного излучения следует помнить, что защита от этого вида излучения основывается на поглощении тепловых и медленных нейтронов, а быстрые нейтроны должны сначала замедляться. Нейтроны с энергией свыше 0,5 МэВ рассеиваются на ядрах поглощающей среды, испытывая неупругие столкновения. При этом ядра среды нахо- дятся в возбужденном состоянии и испускают γ-кванты; кроме того, под действием нейтронного излучения многие материалы активизируются. В этой связи защитные свойства материалов от нейтронного излучения определяются их замедляющей и поглощающей способностью, степенью их активации и захватным γ-излучением.
Быстрые нейтроны наиболее эффективно замедляются веществами с малым порядковым номером. К таким материалам отно- сятся водородсодержащие вещества: парафин, вода, бетон, пластмассы и др. Для эффективного поглощения тепловых нейтронов используют материалы, обладающие большим сечением захвата (материалы с бором и кадмием: борная сталь, бораль, борный графит, сплав кадмия со свинцом и др.).
γ-Излучение наиболее эффективно ослабляется материалами с высокой плотностью. Проникающая способность потока нейтронов сравнима с таковой, характерной для γ-излучения.