Взаимодействие n с веществом

Что происходит в детекторах ионизирующих излучений т.е. в приборах, которые обнаруживают эти излучения?

1. Ионизация атомов газов, благодаря чему атомы газов становятся проводниками электрического тока.

2. Возбуждение атомов некоторых прозрачных кристаллов, благодаря чему в них возникают вспышки света.

3. Возбуждение атомов полупроводников, благодаря чему в них появляется электронно-дырочная проводимость.

4. Засвечивание эмульсионного слоя фотопластинки и его почернение.

5. Протекание хим. реакций растворов, превращение излучения в тепло и другие эффекты.

4.2.Взаимодействие α-излучения с веществом.

Когда α-частица летит через вещество, то вероятность её столкновения с ядром очень мала. Оно сильно отталкивает небольшую α-частицу и она взаимодействует с электронной -оболочки.

α -частица отдает часть Е электрона т.е. возбуждает атомы и может вырывать с оболочки, делая таким образом ионизацию атомов.

В ходе ионизации 1-го атома возникает 2 иона:

1. Отрицательный ê;

2. Положительный – оставшаяся часть атома.

Средняя Е (ω), которую теряет α-частица в газах на образование 1-ой пары ионов = в пределах 26-35 эВ ( в воздухе 34 эВ, в аргоне 26 эВ). Число пар ионов (N) которое создает α –частица с Е_α (Е) =

N = Е_α/ ω (4.1)

В воздухе при Е_α= 7 МэВ

N = ~ 200000

Число пар ионов (Nуд), которые создает α-частица в воздухе на пути 1 см = 40000 – удельная ионизация.

Е_α = 40000 * 34 = 1,36 МэВ

Проникающая способность α-частицы характеризуется понятием среднего пробега.

Траектория α-частицы в воздухе прямолинейна, т.к. m_α >> m_ê, и средний пробег ее (т.е. длину траектории в воздухе) можно рассчитать по электрическим формулам:

Rсм = 0,32 * Е если Е ≤ 9 МэВ

R см ~ 0,15 * Е если Е > 9 МэВ (4.2)

Из рисунка следует, что R_см ~ E_{МэВ .}

Для условий Р и Т из формулы Менделеева – Клайперона следует, что :

Поскольку в обычных условиях Т/Т₀ ~ 1, то

(4.3)

Пробег обратно пропорционален давлению воздуха. Теоретически и экспериментально доказано, что линейный пробег α-частиц обратно пропорционален плотности вещества, т.е.

Значит, если величину R_мин умножить на ρ, то получим: величину массового пробега К; который не зависит от ρ и будет мало различаться в любых веществах.

Таким образом, от линейного пробега к массовому можно перейти по формуле:

(4.4)

Пробег α-частиц в других веществах в нормальных условиях через пробег в воздухе определяется по эмпирическим формулам:

(4.5)

А – атомная масса вещества;

R - линейный пробег α-частиц;

R - массовый пробег α-частиц в веществе;

R - линейный пробег α-частиц в веществе, [ м ]

Пример: Найти пробег α-частиц с Е = 10МэВ в хлоре (ρ 3,2 * 10 -3 г/см3 = 3,2 кг/м3) и в аргоне (ρ = 1,8 * 10 -3 г/см3; = 1,8 кг/м3)

Найдем пробег в воздухе:

Rсм = 0,15 * Е^1,8 = 0,15 * 10^1,8 = 9,46 (см) = 0,0996 (м) линейный пробег

(массовый пробег) (линейный пробег)

R в хлоре = 0,56 * Rcm * А^1/3 = 0,17 кг/м2 =› R cl = 0,17/3,2=5,3 см

R в аргоне= 0,56 * Rcm * А^1/3 = 0,18 кг/м2 = R_Аr = 0,18/1,8=10 см

4.3. Взаимодействие β-частиц с веществом.

А) β-частицы (как и α-частицы) тратят энергию на ионизацию и возбуждение атомов и молекул. Но удельная ионизация их на 3 порядка меньше, чем у α, поскольку эта частица имеет в 2 раза меньший заряд и мизерную массу, т.е. передают электронам много энергии. Так при энергии β-частиц 3 МэВ в воздухе удельная ионизация = 45 пар/см.

При столкновении с электроном β-частица может сильно менять направление.

Пролетая вблизи ядра, β-частица сначала ускоряется, затем тормозится и меняет направление полета. При торможении энергия β-частицы скачком уменьшается на величину ∆Е_β и передается возникающему при этом γ-кванту.

Такое γ-излучение называется тормозным, а потери энергии β-частицы называются рациональными. Но эти потери очень малы по сравнению с ионизационными и проявляются при высоких энергиях, равных

Е > 800/Z (4.6)

Б) Максимальный пробег

Величина R_мах (г/см²) мало зависит от ρ

В) Ослабление β-излучения веществом

Совместное влияние поглощения и рассеивания β-излучения веществом приводит к его ослаблению, которое подчиняется экспоненциальному закону:

У_d = У₀ * е ^–μd (4.7)

d – толщина поглотителя, г/см² ;

У₀ – интенсивность β-излучения (плотность потока) на входе в поглотитель (част/см²*с );

У_d – интенсивности β-излучения на выходе.

µ- массовый коэффициент ослабления, см²/г.

Если рассмотреть слой половинного ослабления d¹/2, при котором У_d = ½ У₀, тогда :

или

тогда У_d=У₀*e^-μd= (4.8)

Экспериментально установлено, что d_1/2 ~ 0,095 * * Емах ^3/2 (4.9)

Для многих элементов Z/A ~ 0,5

Тогда: d_1/2~0.048*

сле-но:

Пробег β-частиц в воздухе зависит от Емах и равен: от n * 10(см) до n(м)

4.4. Взаимодействие γ-излучения с веществом.

А) Основные виды взаимодействий

В зависимости от энергии вещества различают 3 вида взаимодействий:

- ФОТОЭФФЕНКТ: если γ- квант взаимодействует с электроном ближних орбит (К,L), то он перестает существовать, а вся его энергия передается электроном , который вылетает за пределы атома

Это фотоэлектрическое поглощение.

- КОМПТОН – ЭФФЕКТ – если γ-квант взаимодействует с электроном внешних орбит, то он выбивает электрон из атома, передает электрон часть энергии, т.е. рассеивается; электрон и рассеянный γ-квант разметаются под разными углами φ

ē

αē

(4.11)

Из формулы 4.1. следует, что энергия рассеивания γ-квантов меняется от 0 до 0,256 МэВ, а энергия рассеянных электронов от 0 до Е_γ - 0,256 МэВ. Такое взаимодействие называется комптон - эффектом.

Коэффициент ослабления определяется формулой

(4.12)

- Образование электронно-позитронных пар.

Если Еγ ≥ 1,02 МэВ, то он, пролетая вокруг ядра, образует электронно-позитронные пары

е+

+

–

Такое взаимодействие называется образованием электронно-позитронных пар

µ_on ≈ Z² (4.13)

Полный массовый коэффициент ослабления.

Все три взаимодействия составляют полный массовый коэффициент ослабления:

μ = μ _фэ + μ _кэ + μ _оп (4.14)

Относительный вклад каждого взаимодействия зависит от Z и E

По графику: для малых энергий, Z преобладает фотоэффект; для высоких энергий Е и больших Z преобладает образование пар: для средних Е и малых Z преобладает комптон – эффект.

Высокие Еγ уменьшается при образовании пар рассеиваются при КЭ и поглощают при ФЭ.

Экспоненциальный закон ослабления γ-излучения.

LM2

γ-излучение, проходящее через вещество ослабляется по экспоненциальному закону:

Y = Y₀ * e ^–μ _L (4.15)

Где Y₀ – интенсивность γ-излучения (плотность потока Е), падающие на поглотитель толщиной L. μ_L – линейный коэффициент поглощения (см^-1)

Уравнение 4.15. можно записать:

Y = Y₀ * e ^–μd

d = ρ*L d – массовая толщина слоя

Величина µ не зависит от ρ и часто приводится в таблице.

4.5.Взаимодействие с веществом:

а) общая характеристика ;

б) микроскопическое сечение взаимодействия;

в) ослабление пучка ;

г) активационный анализ;

д)нейтронные источники и генераторы.

а) общая характеристика нейтрона:

– m = 1,6748 * 10 ^-24 г

r = 1.3 * 10^-13 см

Энергия и скорость связаны следующим образом:

Е_1МэВ = 5,227 * 10^-15 * V

0 – 10⁴ м/с

0 – 0,5 эВ тепловые нейтроны ТН

0 – 10^5,5 м/с

0 – 1 КэВ медленные нейтроны МН

10⁴ – 10⁶ м/с

0,5эВ – 10КэВ промежуточные нейтроны ПрН

10⁶ – 10⁸ м/с

10КэВ – 20 МэВ быстрые нейтроны БН

Е = 0,025 эВ – наиболее вероятная Е тепловых

При Е = 2 МэВ V= 20000 км/с

V= Vсв = 3*10⁸ м/с

б) микроскопическое сечение взаимодействие ядрами вещества:

Вероятность взаимодействия с ядрами элементов определяется сечением реакции δ или просто сечением – площадь круга с ядром в центре, измеряемое обычно в барнах. Если попадает в этот круг, то происходит взаимодействие, если не попадает – взаимодействия нет. Величина δ бывает от 10^-21 ÷ 10⁶ барн

δ << Sn δ >> Sn

о

Основными сечениями являются

δ_s - сечения рассеянные

δа – сечения поглощения (захвата)

δт = δs + δa – полное сечение взаимодействия

Сечение зависит от Е ..

Для быстрых δ_ť = от 1,1 до 8 барн, при этом δ_а << δ_s

При Еtn = 0,025 эВ имеет место резонансное повышение δ_а :

¹⁰ Ва ~ 3843 барн

При этом Еn близка к энергии возбуждения состояния образуемого ядра, т.е. компаунд ядра.

У осколков деления и для тепловых сечение захвата δ_а 4500 барн и 2000 барн соответственно.

Для замедления (рассеяния) нейтронов от 2МэВ до ТН (0,025 эВ) наиболее эффективны легкие атомы (H Hе Be ) . Только одно столкновение с ядром H₂ ослабляет нейтрон в 2 раза.

в) ослабление пучка

Интенсивность Ух (нейтрон/см²*с), прошедших через слой вещества толщиной Ух взаимодействия = Ух = У₀ * е ^–Nσt*x (4.17)

У₀ – интенсивность пучка на входе в слой; δ_ť - полное сечение взаимодействия:

δ_ť = δа + δ_s

выводящие нейтроны из первичного пучка в результате рассеяния и захвата.

N = N_a*r/µ - плотность атома

г) активационный анализ.

Активация – возбуждение искусственной радиоактивности изотопов стабильного элементов под действием нейтронного или другого облучения

N_t = N (1-e ^λt) (4.18)

N_t – число радиоактивных ядер образующихся при активации в течении времени t.

N_мах – мах число радиоактивных ядер, обр-ся в течении t = ∞

λ – постоянная распада образующегося радионуклида.

Содержание радионуклида в облученном веществе обычно определяют относительным способом:

m_x = m_ct * (4.19)

m_сt - количество измеряемого элемента в стандартной пробе;

Y_х – регистрируемая активность элемента в измеряемой пробе;

Y_сt – регистрируемая активность элемента в стандартной пробе.

Образец и стандартную пробу облучают в одних и тех же условиях.

В Активационном анализе различают:

1 реакции, не изменяющие Z элемента;

2 реакции с изменением Z элемента.

1) Широкое применение реакции (n, γ) на ТН .

Такая реакция универсальна. Имеет высокое сечение захвата и малую вероятность конкурирующих реакций. Но синтезирующий радионуклид «разбавлен» материнским стабильным изотопом. Получаемые при этом по реакции (n, γ) радионуклиды содержат избыточный , поэтому обычно β –активны.

³¹Р (n, γ) ³²Р

2) без изменения Z идут также реакции (γ, n); (n, 2n); (n, 3n) и другие

Для реакций (n, 2n); и (n, 3n) Еn ≥ 7 ÷ 8 МэВ

3) С изменением Z возможно получение радионуклида без носителя и выделение образовавшихся радионуклидов из мишени химич. методами. Заряды, бомбардирующие и вылетающие из частиц, должны быть различны, чтобы изменилось Z:

(n, p ) (n, α) и др.

En = 0,1 – 1 МэВ БН

При очень высокой энергии бомбардирующей частицы начинают протекать конкурирующие реакции, т.е. обр-ся посторонние примеси. Радиоактивные ядра с зарядом > Z обр-ся при реакции (p, γ) (p, n ) ( α, n )

В ядерных реакторах идут реакции вынужденного деления ( ) под действием ТН. Здесь возникают радионуклиды без носителя, мощные потоки и γ –квантов

д) нейтронные источники и генераторы. Реакции (р, n), (Д, n)

Высокое значение σ_а при Е0 = 0,1 ÷ 0,2 МэВ

с Е_n = 2МэВ

Е_n = 14 МэВ

В нейтронных генераторах для получения дейтронов нужной энергии используют метод прямого ускорения ионов в постоянном электрическом поле; мишени готовят из Т_i или Z_r насыщенные Д и Т (дейтроны и тритонами).

В лабораторных условиях нейтроны получают: по р-иян (α ; n ) или ( γ ; n ) при облучении легких ядер α-частицами или γ-квантами долгоживущих радионуклидов.

Ампула запрессована с источником α – или γ – квантов. (R_a,A_m,…)

Ra – бериллиевый источник: выход n = 10⁷ n/сек; высокий γ - фон

Р₀ – бериллиевый источник: малый γ - фон, но выход n меньше; Т1/2 (Р₀) = 140 сут

Аm – бериллиевый источник } наиболее предпочтительны, но высокая стоимость.

Ас – бериллиевый источник.