Взаємодія бета-частинок з речовиною
Взаємодія заряджених частинок з середовищем. Специфіка взаємодії електронів з речовиною. Поняття детектування та визначення граничної енергії бета-спектра методом поглинання. Ядерна взаємодія і радіаційне гальмування електронів (гальмівне випромінювання).
| Рубрика | Физика и энергетика |
| Вид | курсовая работа |
| Язык | украинский |
| Дата добавления | 04.12.2014 |
| Размер файла | 45,8 K |
Отправить свою хорошую работу в базу знаний просто. Используйте форму, расположенную ниже
Студенты, аспиранты, молодые ученые, использующие базу знаний в своей учебе и работе, будут вам очень благодарны.
Размещено на http://www.allbest.ru/
Курсова робота на тему:
Взаємодія бета-частинок з речовиною
Для того щоб вміти реєструвати ядерне випромінювання і для того щоб вміти від нього захищатися (якщо це потрібно), необхідно знати, за рахунок яких процесів втрачає свою енергію частка, проходячи через речовину; яка проникає здатність частинок; як залежать можливості різноманітних процесів взаємодії від параметрів частки (заряду, маси, енергії) і від властивостей речовини (заряду ядер, щільності, іонізаційного потенціалу).
Перелічимо основні процеси взаємодії заряджених частинок і Y-квантів з речовиною (питання про взаємодію нейтронів буде розглянуто окремо в розділі, присвяченому фізики нейтронів).
1. Взаємодія заряджених частинок з середовищем
1. Основною причиною втрат енергії зарядженою часткою при проходженні через речовину є зіткнення її з атомами цієї речовини. З огляду на те, що маса ядра завжди велика порівняно з масою електронів атома, можна досить чітко розрізняти «електронними зіткненнями», при яких енергія падаючої частинки передається одному з електронів атома, в результаті чого відбувається збудження чи іонізація атома (непружне зіткнення), і «ядерними Сутичками», при яких імпульс і кінетична енергія частинки частково переходять в поступальний рух атома як цілого (пружне зіткнення). Повторюючись, ці ядерні зіткнення призводять до багаторазового розсіювання частинок в речовині.
2. Істотну роль у втратах енергії легких заряджених частинок (електронів) грає також радіаційне гальмування. Сутність цього процесу полягає в тому, що при розсіянні зарядженої частинки кулонівською полем ядра або електрона ця частка отримує прискорення, що відповідно до законів електродинаміки завжди призводить до електромагнітного випромінювання. Виникає безперервний спектр -Променів - гальмівне випромінювання.
3. У разі тяжкої частки (протон, - Частка і ін), коли її енергія достатньо велика для подолання кулонівського бар'єру ядра, може відбутися також процес потенційного розсіювання на ядрах або ж ядерна реакція, що супроводжується вильотом з ядра різних частинок, випусканням - Квантів, розподілом ядра та ін електрон речовина радіаційний ядерний
4. При русі зарядженої частинки в середовищі зі швидкістю, що перевищує фазову швидкість світла в цьому середовищі , Де п - показник заломлення середовища, виникає специфічне світіння, назване випромінюванням Вавілова-Черенкова.
2. Взаємодія -Випромінювання з середовищем
-Промені, проходячи через речовину, втрачають свою енергію головним чином за рахунок наступних явищ.
1. Комптон-ефект, чи розсіювання - Квантів на електронах, при якому фотони передають частину своєї енергії електронам атома.
2. Фотоефект, або поглинання - Кванта атомом, коли вся енергія фотона передається електронів, що вилітають в результаті цього з атома.
3. Освіта електрон-позитронного пар - процес, який може відбуватися в полі ядра або іншої частки при енергіях -Квантів
4. Ядерні реакції, що виникають зазвичай при енергіях -Квантів, що перевищують 10 МеВ.
У багатьох фізичних експериментах застосовуються пучки електронів, причому енергія електронів може бути різною - від часток Електронвольт до МеВ. У ядерній фізиці використовуються як пучки електронів, отримані на прискорювачі, так і пучки електронів, що виникають при бета-розпаді радіоактивних ядер - "бета-частки". В обох випадках можуть бути отримані відомості про властивості атомних ядер і будову речовини. Знання енергії бета-випромінювання необхідно для багатьох наукових і практичних цілей.
На відміну від альфа-частинок бета-частинки, що випускаються яких-небудь радіоактивною речовиною, мають безперервний, енергетичний спектр, в якому представлені бета-частинки, що мають всі значення кінетичної енергії від нуля до деякого максимального значення.
Бета-розпадом називається мимовільне перетворення атомного ядра, при якому його заряд (Z) змінюється на одиницю, а масове число (А) залишається незмінним.
Розрізняють три види бета-розпаду:
1. -Розпад, при якому з ядра випромінюється електрон і антинейтрино :
(1)
При - Розпаді , Тобто число протонів в ядрі збільшується на одиницю, а число нейтронів зменшується на одиницю.
2. -Розпад, при якому з ядра випускається позитрон і нейтрино
. (2)
-Розпад може відбуватися тільки у випадку, якщо маса вихідного атома перевищує масу кінцевого атома на величину . При -Розпаді .
3. Електронний захоплення, при якому один з електронів атомної оболонки (наприклад, електрон К-оболонки) захоплюється ядром і при цьому випускається нейтрино :
(3)
Якщо енергія розпаду більше енергії зв'язку К-електронів (найближчих до ядра), то відбувається переважно К-захоплення. При електронному захопленні .
Бета-процеси обумовлені слабкою взаємодією - одним з чотирьох видів відомих фундаментальних взаємодій. Однак імовірність бета-розпаду на відміну від "слабкого" розпаду елементарних частинок, залежить від структури ядра. Дослідження бета-процесів призвели до великих відкриттів у фізиці: виявлення нової елементарної частинки - нейтрино і відкриттю незбереження парності при слабких взаємодіях. Експериментальне вивчення бета-розпаду приносить багато нових даних про структуру ядер.
При - І -Розпаді з ядра випускаються дві частинки. У кожному одиничному акті розпаду енергія переходу ділиться між бета-частинкою і нейтрино (енергією віддачі ядра можна знехтувати), так що кінетична енергія електрона (або позитрона) може приймати будь-які значення від нуля до максимально можливої величини . При електронному захопленні енергія ділиться тільки між нейтрино і ядром віддачі, при цьому нейтрино забирає практично всю енергію розпаду. Для великої кількості однакових ядер в результаті статистичного усереднення виходить цілком певний розподіл електронів (позитронів) по енергіях. Цей розподіл називається бета-спектром, а величина - Граничної енергією бета-спектра. Значення для бета-розпаду для різних радіоактивних речовин можуть сильно відрізнятися. Наприклад, радіоактивний нуклід (Тритій) випускає бета-частинки з = 18,60 кеВ, у випадку ж гранична енергія спектру дорівнює 16,6 МеВ. Велика частина значень лежить в інтервалі 10-5000 кеВ. Максимальна енергія бета-частинок визначає енергію розпаду і є важливою фізичною величиною.
Рис. 1. Бета-спектр і схема розпаду 32 Р
Рис. 2. Бета-спектр з лініями електронів внутрішньої конверсії
Типовий бета-спектр зображений на рис. 1. Бета-розпад 32 Р відбувається на основний стан 32 S і не супроводжується - Випромінюванням (див. схему розпаду). У багатьох випадках бета-розпад відбувається на збуджені рівні ядра-продукту. У цих випадках бета-і: злученіе супроводжується - Випромінюванням. При цьому порушену ядро ??може передати енергію електронам атомних оболонок, в результаті чого утворюються моноенергетіческіе групи електронів з енергією , Де hv - Енергія -Випромінювання, Е св - енергія зв'язку на одній з атомних оболонок. Це явище називається ефектом внутрішньої конверсії -Випромінювання. Електрони внутрішньої конверсії можуть ускладнювати вимірювання бета-спектрів. Ділянка бета-спектра з лініями електронів внутрішньої конверсії при розпаді зображений на рис. 2.
3. Взаємодія електронів з речовиною
Електрони, що рухаються в речовині, взаємодіють з його атомами, в результаті чого втрачають свою енергію і відхиляються від первісного напрямку, тобто розсіюються. Розсіювання називається пружним, якщо зберігається сума кінетичних енергій взаємодіючих частинок. Будь-яке інше розсіювання називається непружним. Слід розрізняти взаємодія електронів з атомними електронами та атомними ядрами, хоча обидва види взаємодії завжди відбуваються одночасно.
Взаємодія -Частинок з атомними електронами приводить до передачі атомного електрону деякої енергії, наслідком чого є або іонізація, або порушення атома. Обидва види передачі енергії мають приблизно рівну ймовірність і об'єднуються під загальною назвою "іонізаційні втрати енергії". Теорія іонізаційних втрат електронів була розроблена Бором, а також Беті і Блохом, які отримали формулу для втрати енергії на іонізацію на одиниці шляху
(4)
де і Е - швидкість і кінетична енергія падаючого електрона; і е маса спокою і заряд електрона; Z заряд ядра; п - число атомів в 1 см 3 середовища ( , Де А - атомний номер речовини) ; - Середня енергія збудження атома; - Член, що враховує поляризацію середовища.
Л. Д. Ландау показав, що середні втрати енергії монохроматичним електронами при проходженні шару речовини з атомним номером А і зарядовим числом Z складають:
(5)
де - Щільність речовини, г / см 3, - Товщина шару речовини, див
Так як відношення Z / A для різних речовин приблизно постійно, то величина (dE / dx) у формулі (5.5) практично залежить лише від густини речовини . Дуже слабка залежність від Z проявляється тільки в середній енергії збудження , Яка стоїть під знаком логарифма. Отже, пробіг електронів з даною первісної енергією Е в різних речовинах з однаковою щільністю буде приблизно однаковим. Тому за міру товщини речовини, що взаємодіє з електронами, беруть твір лінійної товщини і щільності речовини і висловлюють пробіг в одиницях г / см 2 або мг / см 2.
При взаємодії -Частинок з ядрами відбуваються процеси пружного розсіювання електронів в кулонівському полі ядра та непружного розсіювання, супроводжуваного випусканням електромагнітного випромінювання.
Пружне розсіювання електронів в кулонівському полі ядра може бути умовно поділено на чотири класи: одноразове розсіювання, кратне розсіювання, багаторазове розсіювання і дифузія. Якщо товщина шару мала, , Де - Ефективний переріз процесу), то відбувається тільки однократне розсіювання, тобто майже всі розсіювання обумовлене лише одним ядром. Для великих товщин ( ) виходить кратне розсіювання, тобто кут розсіювання зобов'язаний кільком послідовним однократним актам розсіювання. При багаторазовому розсіюванні (середнє число актів розсіювання більше 20) кутовий розподіл розсіяних електронів є приблизно гауссових до тих пір, поки середній кут розсіювання менше 20 °. Для ще більших товщин ( ) Кутовий розподіл розсіяних електронів приймає вигляд . Середній кут розсіювання досягає максимальної величини = 33 ° і залишається постійним при подальшому збільшенні товщини. Це випадок повної дифузії. Електрони виходять із шару також і з боку падаючого пучка - Це так зване зворотне розсіювання електронів.
Непружні процеси при взаємодії електрона з ядром пов'язані з випусканням електромагнітного випромінювання, що виникає при прискоренні електрона в кулоновском полі ядра. Народжене в такому процесі -Випромінювання є гальмівним. Втрата енергії електрона на гальмівне випромінювання називається радіаційної. Згідно Гейтлеру радіаційні втрати на одиниці довжини рівні
(6)
Ймовірність утворення гальмівного випромінювання пропорційна квадрату заряду ядра, тому радіаційні втрати енергії відіграє велику роль у важких елементах. Випромінювання є важливим механізмом втрати енергії електронами, але цей механізм є несуттєвим для більш важких частинок (мезонів, протонів і ін.)
Порівняння формул для втрат енергії на випромінювання і на іонізацію показує, що втрати енергії має різний характер. Так, втрати енергії на випромінювання пропорційні Z 2 і збільшуються з енергією лінійно, в той час як втрати на іонізацію пропорційні Z і збільшуються з енергією лише логарифмічно. Тому при великих енергіях падаючих електронів переважають втрати на випромінювання. Зі зменшенням енергії електрона роль іонізації (і збудження) збільшується. При енергії (МеВ) обидва види втрати енергії мають приблизно рівну ймовірність. Відзначимо, що для А1 (Z-13) - 46 МеВ. Для електронів, що випускаються при радіоактивному розпаді, радіаційні втрати в загальному балансі втрати відіграють незначну роль, тому що значення енергії бета-розпаду зазвичай не перевищують 5 МеВ.
Все сказане вище можна застосувати і для позитронів. Треба зауважити, що проникаюча здатність позитронів трохи відрізняється від проникаючої здатності електронів тієї ж енергії з огляду на те, що позитрони та електрони дещо по-різному розсіюється в полі ядра. Викликане цим обставиною відмінність в поведінці даних часток не є суттєвим.
4. Детектування
Основним принципом детектування електронів є реєстрація іонів, що утворюються в результаті взаємодії електронів з речовиною детектора. До таких детекторів відносяться газонаповнені і твердотільні детектори.
Так як число нар іонів, створюваних при русі електронів в речовині детектора, порівняно невелика, то більш ефективними газонаповненими детекторами є лічильники з газовим посиленням (лічильники Гейгера-Мюллера та пропорційні лічильники). Великий ефективністю володіють і твердотільні детектори (сцинтилятори і напівпровідники). Наприклад, при товщині шару детектирующего 10 мм напівпровідникові детектори реєструють майже зі стовідсотковою ймовірністю бета-частинки з енергією до 3 МеВ.
Перевагою пропорційних лічильників, сцинтиляційних і напівпровідникових детекторів є можливість отримувати від цих приладів електричні імпульси, амплітуда яких пропорційна енергії бета-частинки. Ця обставина дозволяє реєструвати спектри бета-частинок. З перерахованих вище приладів найкращими спектральними характеристиками мають напівпровідникові детектори, на яких отримують електронні лінії з напівшириною ~ 1 кеВ. Більш високою роздільною здатністю (до 1-10 еВ) мають електростатичні і магнітні спектрометри, але ці прилади дуже складні, дорогі і, як правило, мають малу світлосилою (тобто реєструють лише незначну частину електронів, випущених джерелом). У тих дослідах, в яких не потрібне знання спектрального розподілу електронів, для їх реєстрації використовуються лічильники Гейгера-Мюллера як найбільш прості та ефективні детектори. Для вимірювання спектрального розподілу бета-частинок використовуються сцинтиляційні кристали та напівпровідникові детектори. З інших методів детектування електронів відзначимо лічильники, що реєструють черенковське світіння, що виникає при проходженні швидких електронів через речовину, проте ці лічильники найбільш ефективні при великих енергіях електронів.
5. Визначення граничної енергії бета-спектра методом поглинання
Знання максимальної енергії бета-випромінювання необхідно для вирішення багатьох наукових і практичних завдань. У багатьох важливих випадках періоди напіврозпаду виявляються дуже короткими і складають всього кілька хвилин або навіть секунд. При цьому часто доводиться мати справу з препаратами малої інтенсивності. Тому необхідні швидкі та легкі способи визначення максимальної енергії бета-випромінювання, які не потребують до того ж великих активностей. Одним з таких способів є метод поглинання, яким можна визначити максимальну енергію бета-спектра з похибкою близько 5-10%. Така точність часто буває достатньою при вирішенні прикладних завдань. Точніше визначити енергію бета-частинок можна за допомогою пропорційного лічильника, сцинтиляційного, напівпровідникового і магнітного спектрометрів.
Принцип методу поглинання полягає у визначенні пробігу електронів в будь-якому речовині.
Розглянемо пучок електронів, що падає нормально на поверхню фільтра (рис. 29). Спочатку швидкі електрони проходять в поглиначі деяку відстань приблизно по прямій лінії, втрачаючи невеликі кількості енергії і відчуваючи лише малі відхилення.
У міру зменшення енергій електронів їх розсіювання стає більш сильним. Кутовий розподіл електронів у пучку починає наближатися до Гаусову, характерному для багаторазового розсіювання. У цій області найбільш ймовірний кут розсіювання збільшується пропорційно квадратному кореню з пройденої товщини фольги. При подальшому розсіянні кутовий розподіл стає настільки розмитим, що не можна говорити про який-небудь переважному напрямку руху електронів, і їх поширення можна розглядати як дифузію.
Число електронів, що пройшли через фольгу, є монотонно спадна функція товщини фольги. Для помірних товщин зменшення числа електронів є наслідком, головним чином, зворотної дифузії електронів, які відхиляються на кути, що перевищують 90 °, в результаті складання великого числа відхилень на малі кути. При подальшому збільшенні товщини фольги зменшення числа електронів відбувається як унаслідок розсіяння, так і через те, що частина з них гальмується практично до нульової енергії і, таких чином, вибуває з пучка. Гранична товщина фольги, практично повністю затримує спочатку падаючі електрони, називається ефективним пробігом електронів. Цей пробіг визначається за кривими поглинання.
Так як теоретичні розрахунки ефективного пробігу моноенергетіческіх електронів в конденсованому середовищі важкі, доводиться звертатися до встановлення емпіричного співвідно шення "пробіг - енергія" шляхом вимірювання пробігу моноенергетіческіх електронів відомої енергії.
Рис. 4. Криві поглинання моноенергетіческіх електронів різних енергій в алюмінії.
Однак при цьому виникають труднощі експериментального визначення пробігу по обмірюваної кривої поглинання. Експериментально пробіг не може бути визначений як гранична товщина поглинача, яку вже не можуть пройти спочатку падаючі електрони, тому що різні електрони даного пучка розсіюються або гальмуються по-різному і така товщина практично не існує.
На рис. 5 наведені типові криві поглинання в алюмінії для моноенергетіческіх електронів різних енергій. По осі абсцис відкладена товщина d алюмінієвого фільтра, по осі ординат - інтенсивність I пучка електронів, що пройшли через фільтр. Кожна крива має після початкової опуклої частини досить довгу прямолінійну частину, що закінчується деяким "хвостом". Найбільш відтворюваної рисою кривих поглинання, знятих за різних умов експерименту є точка перетину лінійної частини кривої поглинання з віссю абсцис (екстраполі ний пробіг ,).
Екстрапольований пробіг використовується для практичних цілей. Вище 0,8 МеВ зв'язок між пробігом і енергією електронів може бути виражена лінійним співвідношенням = А + BE, де А і В - константи.
Криві поглинання в разі бета-випромінювання, що має безперервний енергетичний спектр, відрізняються від кривих поглинання для моноенергетіческіх електронів більш різким, майже експоненціальним спадом. Такий спад пояснюється тим, що в пучку бета-частинок є електрони всіляких енергій, в тому числі і дуже малих, повільні ж електрони поглинаються дуже сильно. Типова крива поглинання бета-випромінювання наведена на рис. 5а. Як видно, кінець кривої поглинання підходить до лінії фону асимптотично. Такий хід кривої пояснюється поступово зменшується в бета-спектрі числом швидких електронів і відносно слабким поглинанням електронів максимальної енергії. За такої кривої поглинання не можна зробити безпосереднє визначення пробігу.
Рис. 5. Типова крива поглинання для випадку безперервного бета-спектра (а), (б) - та ж крива в напівлогарифмічному масштабі
Для визначення пробігу доцільно побудувати розглянуту криву в напівлогарифмічному масштабі (рис. 5б). У цьому випадку пробіг бета-частинок, відповідний їх максимальної енергії, визначається по точці перетину кінця кривої поглинання з лінією фону.
Для визначення максимальної енергії бета-випромінювання необхідно мати криву "пробіг-енергія", таку ж, як у випадку моноенергетіческіх електронів. Багато дослідників займалися встановленням залежності між максимальним пробігом .
Деякі прості емпіричні співвідношення між енергією і максимальним пробігом бета-частинок в алюмінії даються рівняннями
Е = 1,39 R 0,6, при Е <0,15 МеВ, (7)
Е = 1,92 R 0,725, при 0,15 МеВ <Е <0,8 МеВ. (8)
Е = 1,85 R + 0,245, при Е> 0,8 МеВ. (9)
У формулах (5.7) (5.9) максимальний пробіг R дано в грамах на квадратний сантиметр (г / см 2) алюмінієвого фільтру, здатного практично повністю поглинути бета-частинки з даною граничної енергією.
На ріс.42-43 наведена крива, що зв'язує пробіг бета-частинок з їх максимальною енергією.
Безперервне енергетичний розподіл бета-частинок, що випускаються радіоактивними речовинами, і розсіяння електронів при проходженні через речовину призводить до того, що ослаблення пучка бета-частинок, що йдуть від джерела до детектора, носить характер, близький до експоненціального закону
(10)
де d - товщина фільтру; - Коефіцієнт ослаблення.
Експонентний закон добре збігається з експериментальною кривої в області середніх значень товщини поглинача. В області малих і великих значень спостерігається помітне відступ від експоненціального закону (див. рис. 5б.) При вимірах зручно користуватися товщиною шару половинного поглинання , Необхідного для зменшення вдвічі початкової інтенсивності бета-випромінювання. Так як і , То
(11)
Коефіцієнт ослаблення знаходять по нахилу прямолінійної ділянки кривої поглинання , Де кут нахилу прямої).
Зв'язок між товщиною шару алюмінію, послабляє випромінювання в раз, і верхньою межею бета-спектра була ретельно досліджена. На с. 94 наводиться номограма, що зв'язує товщину шару половинного поглинання з граничною енергією - Спектру.
Зворотне розсіювання електронів
При попаданні потоку електронів на поверхню будь-якого матеріалу частина частинок може відхилитися від свого початкового напряму на кут, що перевищує 90 °. Цей ефект називається зворотним розсіюванням електронів. Зворотне розсіювання електронів використовується для вирішення низки прикладних задач, наприклад для визначення товщини покриттів. Цей же ефект може бути і джерелом методичних похибок. Його слід враховувати при проведенні фізичних експериментів з електронними пучками. Наприклад, при вильоті бета-частинок з радіоактивного джерела розподіл бета-частинок спотворюється через їх розсіювання в матеріалі підкладки, в результаті чого збільшується число часток, що вилітають у бік лічильника і, отже, збільшується швидкість рахунку. Інший приклад:
при вимірюванні бета-спектрів напівпровідниковими або сцинтиляційними детекторами через ефект зворотного розсіяння на поверхні детектора відбувається збагачення низькоенергетичний частини спектру.
Коефіцієнт зворотного розсіювання
Введемо величину, що характеризує явище зворотного розсіювання коефіцієнт зворотного розсіювання
(12)
де - Число частинок, що падають нормально на поверхню матеріалу; - Число частинок, розсіяних матеріалом на кут > 90 °. Коефіцієнт зворотного розсіювання є функцією атомного номера Z відбивача, товщини відбивача d і енергії падаючих електронів Е (а в разі безперервного спектру бета-частинок - функцією максимальної енергії Е макс), т. е.
(13)
На рис. 32 наведена типова експериментальна залежність q (Z) у разі відображення бета-частинок, випущених радіоактивним препаратом 32 Р. Товщини матеріалів взяті свідомо більше, ніж товщини зворотного насичення (див. далі).
Експериментальна крива, показана на рис. 32, задовольняє аналітичної залежності , Де В - коефіцієнт, що залежить від геометричних умов досвіду, зокрема від тілесного кута вікна лічильника. Тут слід зазначити, що назад розсіяне випромінювання неізотропність - його максимальна інтенсивність спостерігається у напрямку, перпендикулярному площині відбивача. Максимальна енергія і максимальний пробіг відображених електронів також залежить від Z. Наприклад, у разі випромінювача 32 Р
= 0,247 МеВ,
= 48 мг / см 2.
Якщо збільшувати товщину відбивача і вимірювати інтенсивність потоку назад розсіяних електронів, то спочатку q буде зростати майже лінійно (рис. 33). потім зростання уповільниться і далі досягне деякого граничного значення
Рис. 6. Залежність коефіцієнта зворотного розсіювання q від атомного номера 2 відбивача
Рис. 8. Залежність коефіцієнта зворотного розсіяння від товщини відбивача з різних металів. Випромінювач
Товщина шару речовини, починаючи з якої q не залежить від товщини відбивача, називається товщиною насичення зворотного розсіювання d H. Ця товщина дорівнює приблизно 1 / 5 від максимального пробігу бета-частинок даної енергії в даній речовині. Величина q залежить від атомного номера Z і слабо залежить від щільності електронів в речовині. З рис. 8 видно, що менше , Хоча щільність електронів в платині більше, ніж у свинці. Це свідчить про те, що розсіювання відбувається в основному на атомних ядрах, а не на електронних оболонках атомів.
На рис. 10 схематично зображено зворотне розсіювання бета-частинок при різних товщинах розсіювача. Слід зазначити, що зворотне розсіювання бета-частинок на відміну від оптичного віддзеркалення відбувається не тільки на поверхні розсіювача, але і в його глибині. На схемі дійсна картина зворотного розсіювання сильно спрощена: показано розсіювання на один і той же кут і не враховано поглинання бета-частинок речовиною.
Рис. 10. Відображення бета-частинок в залежності від товщини зразка
При невеликій товщині розсіювача більшість електронів проходить крізь речовину, і лише невелика їх кількість розсіюється в зворотному напрямку. У міру збільшення товщини число назад розсіяних електронів збільшується (б, в). Нарешті, при d > D H частинки, глибоко проникли у розсіювач, вже не вийдуть назовні з-за поглинання в ньому (г). При подальшому збільшенні товщини розсіювача число вийшли з нього назад розсіяних електронів залишається постійним.
Коефіцієнт зворотного розсіювання зростає зі зростанням граничної енергії бета-спектра до енергії 0,6 МеВ, а далі залишається практично незмінним. Залежність коефіцієнта зворотного розсіювання q від максимальної енергії показана на рис. 11.
Явище зворотного розсіювання електронів може бути використано для вирішення багатьох прикладних завдань:
а) Для визначення товщини матеріалів. У цьому випадку вигідніше застосовувати джерела м'якого бета-випромінювання. Залежність коефіцієнта зворотного розсіяння від товщини алюмінієвого відбивача для різних бета-джерел показана на рис. 12.
б) Для визначення товщини покриттів. Ефект зворотного розсіювання дозволяє вимірювати товщини покриття без руйнування виробів і покриттів. Не руйнує виріб мікрометричний метод, але він вимагає жорсткого сталості товщини підстави, а також магнітний, але в цьому випадку покриття повинне мати магнітними властивостями. Оптичними методами можна визначити товщини тільки прозорих покриттів. Хімічний метод пов'язаний з руйнуванням виробу і його точність не перевищує 15%. У разі застосування ефекту зворотного розсіювання атомні номери речовини покриття та підкладки повинні відрізнятися, принаймні, на дві одиниці.
Рис.11. Залежність коефіцієнта зворотного розсіяння від максимальної енергії бета-спектра
Ефект зворотного розсіювання дозволяє вимірювати товщини нікелевих і хромових покриттів, покриттів на дроті і папері, світлочутливих шарів і т. д., складів на плівці, лакових покриттів на металах, покриттів з дорогоцінних металів. При цьому всі вимірювання роблять безконтактно, без руйнування виробів і безперервно.
Зворотно-розсіяне бета-випромінювання чутливе до складу розчину іонів з високими атомними номерами (рис. 12). Можливо вимірювання концентрації одного металу в сплаві з іншим. Тут також необхідно мати набір еталонів з різною концентрацією компонентів. Потік назад-розсіяних бета-частинок від суміші речовин і дорівнює
(14)
де і - Вагові концентрації компонентів, + = 1.
6. Взаємодія заряджених частинок СО СЕРЕДОВИЩЕМ
Іонізаційні гальмування заряджених частинок. При електромагнітній взаємодії швидких заряджених частинок з електронами речовини останні переходять у збуджений стан, коли вони залишаються всередині атома, відбувається збудження атома, і спектр цих станів має дискретний характер; в тих випадках, коли електрони вириваються з атома, їх енергія може мати будь-які значення, а атом при цьому ионизуется. Збільшення енергії електрона відбувається за рахунок кінетичної енергії падаючої частинки. В обох випадках для стислості прийнято говорити, що енергія летить частки убуває внаслідок іонізаційних втрат.
Розглянемо взаємодію важкої зарядженої частинки з електроном. Така частка мізерно відхиляється зі свого прямолінійного шляху і цим відхиленням можна знехтувати. Припустимо, що частинка з зарядом Ze, масою М і швидкістю v пролітає на відстані b від електрона, де b - Прицільний параметр, або параметр удару (мал. 13). Взаємодія частинки з електроном призведе до того, що електрон отримає імпульс в напрямку, перпендикулярному до лінії польоту частинки
де F - електростатична сила і - Її складова нормальна до лінії польоту, а t - час польоту
Рис. 13. Взаємодія зарядженої частинки з електроном атома
Імпульс ж, отриманий в поздовжньому напрямку , Як легко бачити, дорівнює нулю, так як поздовжня компонента сили на шляху до точки найбільшого зближення і після неї має протилежні знаки.
Якщо вважати, що взаємодія істотно тільки на деякому відрізку шляху 2b, то час прольоту визначиться як . Кулонівська сила на цій ділянці по порядку величини , Тому імпульс, отриманий електроном, може бути записаний як
(15)
а передана електрону енергія
(16)
Цю енергію в середньому і втрачає заряджена частинка.
Щоб врахувати всі електрони з даними параметром удару, розглянемо кільцевої циліндр, вісь якого збігається з траєкторією частинки, а бічна поверхня проходить через точку, де знаходиться електрон (рис. 14).
Якщо число електронів в 1 речовини одно , То між стінками циліндрів радіусів b і b + db, т. е. в обсязі 2 рbdb (Одиничної довжини), перебуватиме 2 рbdb електронів. У результаті взаємодії з ними заряджена частинка на довжині втратить енергію
(17)
Для отримання повних іонізаційних втрат треба проінтегрувати (16) по всіх можливих значеннях параметра удару від мінімального до максимального, що дає
(18)
Межі і вибирають з фізичних міркувань по-різному в релятивістському і нерелятивістському випадках. Так як вони входять під знак логарифма, то особлива точність в їх визначенні не потрібно. При класичному розгляді значення визначається виходячи з максимальної енергії, яка може бути передана електрону в атомі. Така максимальна енергія передається при лобовому зіткненні і дорівнює . Підставивши це значення в (16), отримаємо
Облік квантовомеханічний ефектів призводить до дещо іншого виразу
Межа визначається з енергії зв'язку електрона в атомі, бо при передачі енергії, меншою характерною енергії збудження атома, порушення його взагалі не відбудеться.
У релятивістському випадку потрібно врахувати, що поле падаючої частинки стискається в напрямку руху, а величина Е н збільшується в разів, де = . Це призводить до того, що енергія буде передаватися також і більш віддаленим електронам
де - Середній іонізаційний потенціал атомів поглинаючої речовини.
Точний підрахунок дає остаточно для іонізаційних втрат енергії важкої часткою
(19)
Якщо через речовину проходить не важка частка, а електрон (Z = l), то формула (19) трохи зміниться, так як сам електрон буде відхилятися в процесі взаємодії від свого первісного напрямку і, крім того, виникнуть так звані обмінні ефекти, що мають квантову природу.
У цьому випадку вираз для питомих втрат буде
(20)
де - Кінетична енергія електрона.
Рис. 15. Залежність іонізаційних втрат від енергії для важких частинок
Графічно залежність питомих іонізаційних втрат від енергії важких частинок має вигляд, показаний на рис. 15. Розглянемо фізичний зміст окремих членів вираження (19) і пояснимо хід кривої.
Початковий ділянка АВ. У цьому випадку виведеної формулою користуватися не можна, тому що при малих енергіях імпульс налетающей частки порівняємо з імпульсом орбітального руху електронів. Тому траєкторію налетающей частки в процесі взаємодії не можна вважати прямолінійною, і, крім того, ця частка не може передати необхідну для збудження атома енергію.
Ділянка НД Тут в основному діє закон . У міру збільшення швидкості частки сама сила F н не змінюється, але змінюється час, взаємодії, а отже, змінюється і імпульс сили, і передається енергія.
У міру наближення до швидкості світла зменшення стає все більш повільним, і при швидкостях величина приймає мінімальне значення; далі спостерігається логарифмічний зростання втрат.
Ділянка CD. Слабкий підйом обумовлений ефектом лоренцевского стиснення поля, через який енергія передається все більш і більш далеким електронам (Е н збільшується в разів).
Ділянка DE. При подальшому збільшенні енергії, коли параметр більше відстаней між атомами, зростання втрат обмежується через те, що чинна, на далекий електрон сила зменшена виникає під дією поля частинки поляризацією середовища. Ця сила в е разів менше, ніж у порожнечі ( ). На цій ділянці формула (19) вже несправедлива. З іншого боку, при далеких соударениях виникає нове фізичне явище - так зване випромінювання Вавилова-Черепкова, що приводить до додаткових втрат енергії.
З формули (19) можна зробити основний висновок, що питомі втрати енергії на іонізацію атомів:
пропорційні квадрату заряду рухається частки (Ze) 2,
пропорційні концентрації електронів у середовищі ,
є функцією швидкості f (v) і)
не залежать від маси налетающей частки М, т. е.
(21)
Так як величина питомих іонізаційних втрат залежить від швидкості і заряду частинки, то при одній і тій же енергії питомі іонізаційні втрати для електрона будуть у багато разів менше, ніж для протона або -Частинки. Наприклад, при енергіях порядку декількох МеВ іонізаційні втрати електрона приблизно в 10 000 разів менше, ніж у -Частинок. Саме тому у -Частинок і електронів така різна проникаюча здатність: -Частка у повітрі проходить всього лише кілька сантиметрів, перш ніж сповільниться до теплових швидкостей, тоді як шлях електрона такий же енергії вимірюється десятками метрів.
На спостереженні іонізації заснований один з найпоширеніших методів визначення енергії повільних заряджених частинок. Визначається кількість пар іонів, що створюються часткою на повному її шляху в речовині, і якщо відома середня енергія , Необхідна для утворення однієї пари іонів, то можна знайти повну енергію частинки. Для -Частинки, наприклад, з енергією
1 МеВ в повітрі = 35 еВ.
Простий вид залежності від параметрів частинки і середовища дозволяє легко перераховувати іонізаційні втрати, якщо потрібно перейти до інших часток і середах. Наприклад, якщо відомі втрати на іонізацію протона маси m p як функція його енергії, то в області справедливості формули (5) величина dE / dx може бути знайдена при такій же енергії і для будь-якої іншої одинично зарядженої частинки з масою М шляхом множення значення втрат енергії на величину відношення мас М / т р.
Дійсно, згідно (17) втрати енергії на іонізацію
не залежать від маси частинки, але обернено пропорційні квадрату її швидкості. Тому при рівних енергіях вони і будуть пропорційні значенням мас.
У релятивістському випадку втрати енергії, як уже говорилося, пропорційні логарифму квадрата швидкості, і тому при однакових енергіях відмінність за масами в 2000 разів змінює іонізаційну здатність лише в два рази.
Подібний перерахунок може бути зроблений і для падаючих частинок з іншим зарядом.
7. Пробіг заряджених частинок в речовині
Під пробігом частки R в якому-небудь речовині розуміється товщина шару цієї речовини, яку може пройти частинка з енергією до повної зупинки, якщо напрямок її руху було перпендикулярно поверхні шару.
По суті ця величина більш-менш визначена лише для важких частинок, шлях яких практично є прямою лінією; і з цієї причини розкид у величині пробігу для часток однакової енергії невеликий. У легких частинок, наприклад у електронів малих енергій, ймовірність розсіювання велика і тому поняття шляху і поняття пробігу для них не збігаються. За виміряним пробігу частинки в середовищі можна визначати її енергію, або, знаючи залежність величини пробігу від енергії, визначати масу частинки.
Для даної середовища та для частки із зарядом Ze величина є функцією тільки швидкостей , А отже, у частинки з відомою масою функцією тільки кінетичної енергії
Знаючи вид функції , Можна знайти і повний пробіг частинки
(22)
Для нерелятивістських енергій можна записати
(23)
(24)
Підставивши (23) і (24) в (22) і провівши інтегрування, отримаємо
(25)
З цього співвідношення випливає, що:
1) при рівних швидкостях пробіги заряджених частинок в речовині пропорційні масам цих частинок і обернено пропорційні квадратах зарядів:
2) при рівних енергіях частинок їх пробіги обернено пропорційні масам:
Пробіги заряджених часток часто виражають у г / см 2.
і користуються виразом питомих втрат у формі:
Вимірювати пробіги в г / см 2 зручно, тому що питомі іонізаційні втрати в легенях речовинах, розраховані на г / см 2, однакові в різних середовищах. Дійсно, ми бачили, що і, отже,
Однак число електронів, які у 1 см 3 речовини, так само
де N 0 - число Авогадро, А - атомна вага речовини.
Так як у легких елементів , То в шарі будь-якого легкої речовини товщиною 1 г / см 2 буде міститися приблизно N 0 / 2 електронів:
,
а це означає, що
Для однозарядних релятивістських частинок
(26)
і слабо убуває зі зростанням Z речовини.
На підставі формули для пробігу частинок (25), застосованої до однорідного пучку, який проходить шар поглинача без розсіювання, можна побудувати залежність числа частинок, які пройшли через поглинач, від товщини шару. Ця крива зображена на рис. 54. Для монохроматичного пучка -Частинок вона задовільно збігається з експериментом (пунктир).
Рис. 16. Залежність числа моноенергетіческіх часток, які пройшли поглинач, від його товщини: а - а-частинок; б - електронів
Кінцева ділянка експериментальної кривої не вертикальний, а має невеликий нахил внаслідок статистичного характеру процесу втрати енергії. Частинки втрачають свою енергію в дуже великому, але кінцевому числі окремих актів. Флуктуації схильне як число таких актів на одиницю довжини, так і втрати енергії в кожному окремому акті. Відповідно до цього і пробіги -Частинок відчувають статистичні флуктуації. Однак величина розкиду пробігів незначна і складає приблизно 1% від повного пробігу для -Частинок з енергією 5 МеВ (масштаб на рис. 4, а не дотримано).
Тому по пробігу -Частинки можна з високим ступенем точності визначати їх енергію. Електрони ж випробовують у речовині багаторазове розсіювання, напрямок їх руху часто змінюється і тільки в найбільш сприятливих випадках електрони проходять максимальна відстань в поглиначі в напрямку, перпендикулярному до його поверхні. Крива поглинання колі-армованого пучка моноенергетіческіх електродів має вигляд, відмінний від аналогічної кривої для -Частинок (рис. 16, б). Тому енергію електронів не можна визначати по пробігу, а треба вимірювати повну іонізацію, вироблену ними в речовині.
8. Ядерне взаємодія
Втрати енергії за рахунок ядерної взаємодії: розсіювання на ядерних силах, ядерних реакцій - мають велике значення тільки для сільновзаімодействующіх (ядерноактівних) часток, наприклад -Мезонів і протонів високої енергії, і -Випромінювання, що виникає при радіоактивному розпаді практично не відчуває ядерних взаємодій.
Оскільки ядерні сили короткодіючі, частка має наблизитися до ядра на відстань порядку радіуса ядра R ~ 10 12 см. Характерний же параметр удару для іонізаційних втрат см. Вірогідність тих чи інших фізичних явищ, визначається ефективним перерізом . Тому для взаємодій, обумовлених ядерними силами, , А для іонізаційних втрат , А їх відношення , Тобто тільки в одному випадку з 10 7 -10 8 зіткнень відбувається ядерна реакція. Таким чином, ядерна реакція - подія дуже рідкісне навіть для частинок високої енергії.
Однак при кожній ядерної реакції частка втрачає значну частину своєї енергії, в той аремя як при зіткненні з атомної оболонкою вона втрачає всього і таким чином ядерноактівние частки при проходженні через середовище ефективно вибувають з коллімірованного пучка за рахунок процесів поглинання і розсіяння. Детальніше різні ядерні реакції будуть розглянуті у відповідному розділі.
Електрони, що випускаються ядрами при радіоактивному називаються - мінус - або просто - часточками. При радіоактивному розпаді також можуть випускати - плюс - частинки, маса яких дорівнює масі електрона, заряд їх дорівнює заряду електрона, але позитивний. Ці частинки називаються позитронами. Взаємодія з речовиною електронів і позитронів має багато спільного, тому їх можна розглядати спільно.
При русі через речовину швидкі - частки взаємодіють з електричними оболонками атомів і атомними ядрами середовища. Взаємодія здійснюється електричними (кулоновскими) силами. Основними типами взаємодії є пружне розсіювання, непружне розсіювання і радіаційне гальмування.
У результаті пружного розсіювання - частка після зіткнення з атомом змінює напрямок і швидкість руху, але сумарна кінетична енергія - частинки і атома не змінюється. Пружне розсіювання - частинок на атомних електронах в z разів менш ймовірно, ніж на атомних ядрах (z - Заряд ядра), і здійснюється при відносно низьких енергіях - частинок (E 0 <0,5 МеВ). При малих енергіях кутовий розподіл розсіяних - частинок описується рівнянням Резерфорда (5.1), яке справедливо для одноразового розсіяння електронів, тобто для тонких шарів речовини.
(5.1)
де P () - відносне число часток, розсіяні: в одиницю тілесного кута у напрямку, що становить кут з напрямком пучка - частинок; n - число атомів в 1 куб. см; x - товщина розсіює пластинки; Z - заряд ядер розсіює середовища; z, m, - заряд, маса і швидкість розсіюються частинок.
Зі збільшенням товщини поглинаючого шару розсіювання переходить в гауссовой, а при значних товщинах стає дифузним і не залежить від товщини.
Повний переріз пружного ядерного розсіювання .
Ефективне перетин розсіювання бета - частинок на атомних електронах пропорційно .
Таким чином
Для водню (Z = 0) імовірності цих процесів однакові, а для важких ядер має місце переважно ядерне розсіювання.
При непружних зіткненнях за рахунок кінетичної енергії бета - частинок відбувається збудження чи іонізація атомів. Величина втрати енергії на одиниці шляху dE / dx (питомі іонізаційні втрати) на іонізацію і збудження описуються рівнянням,
(5.2)
де E - кінетична енергія, n - число атомів в одиниці об'єму, Z - заряд ядра поглинача, e - заряд електрона, B - коефіцієнт гальмування; z, m, - заряд, маса, швидкість бета - частинки.
З рівняння (5.2) випливає, що з ростом енергії бета - частинки іонізаційні втрати зменшуються:
Електрони, які звільняються в процесі первинної іонізації, часто володіють великими енергіями і виробляють додаткову, або вторинну іонізацію. Повна іонізація представляє собою суму первинної та вторинної іонізації.
Іонізаційні втрати енергії супроводжуються характеристичним рентгенівським випромінюванням виникають при заповненні вільних рівнів електронами.
При русі швидких бета - частинок через поглинаючу середу істотну роль грають втрати на випромінювання. Взаємодія бета - частинок з кулонівською полем атомних ядер призводить до гальмування бета - частинок з випусканням гальмівного випромінювання. У відповідності з класичною електродинамікою заряд, що зазнає прискорення a, випромінює енергію
де e - заряд частки, c - швидкість електромагнітних хвиль.
Внаслідок своєї малої маси бета - частинки в кулоновском полі ядра можуть відчувати велике прискорення, так як прискорення пропорційно заряду ядра Z, поділеному на масу електрона.
З теорії випливає, що величина питомих втрат, зумовлених випромінюванням, визначається співвідношенням:
(5.3)
де E - енергія бета - частинок, Ф радий - ефективне поперечний переріз для радіаційних втрат, n - число атомів в одиниці об'єму.
Для повільних електронів ( / c <<1)
Для швидких електронів ( / c 1)
Таким чином, радіаційні втрати зростають зі зростанням енергії бета - частинок E, а для швидких бета - частинок - трохи швидше. Крім того, вони пропорційні Z 2.
Ставлення радіаційних втрат енергії до іонізаційних втрат одно
Енергія, при якій іонізаційні втрати рівні радіаційним, називається критичною. Величина критичної енергії для бета - частинок визначається наближено співвідношенням:
Повні втрати енергії бета - частками при енергіях нижче критичної визначається, в основному, іонізаційними втратами, а при енергіях вище - критичної переважають радіаційні втрати.
Уповільнений позитрон з'єднується з електроном, і пара анігілює. Енергія спокою двох частинок передається двом виникають фотонам. Ці фотони, що представляють собою так зване анігіляційна випромінювання, мають енергію mc 2 = 0,511 МеВ кожен і рухаються в протилежних напрямках. Анігіляція не є звичайним етапом у долі електрона, так як кількість позитронів, необхідних для цього процесу, зазвичай мало в порівнянні з кількістю електронів. Вповільнюючись, бета - мінус - частка стає одним з електронів речовини.
Довжина пробігу зарядженої частинки дорівнює шляху, на якому первинна кінетична енергія частинки розтрачується за рахунок взаємодії з середовищем, тобто
(5.4)
Пробіги вимірюються або в одиницях довжини, або в г / см 2 (мг / см 2), причому
Звідси випливає, що пробіг частинки є функція її кінетичної енергії, тому вимірювання довжин пробігів часток дозволяє знайти їх кінетичні енергії. Зазначимо, що визначення істинної довжини шляху частинки в речовині за товщиною поглинаючого шару можливе тільки для важких частинок, які не відчувають помітного розсіяння в кулонівських полях ядер. Для бета - частинок, на відміну від важких частинок, траєкторія у речовині не є прямолінійною. Бета - частинки проходять в речовині досить звивисті шляхи, а величини пробігів моноенергетіческіх електронів сильно відрізняються між собою. Бета - частинка на своєму шляху відчуває безліч актів розсіяння на атомах речовини. Цим обумовлені злами на його шляху. Розсіювання може відбуватися при зіткненні з орбітальними електронами або з ядрами речовини поглинача.
Число бета - частинок, що пройшли поглинач заданої товщини є поступово зменшується функцією товщини поглинача. Максимальна товщина поглинача, що поглинає практично всі падаючі на неї бета - частинки, характеризує так званий практичний (чи ефективний) пробіг. Практичний пробіг є функцією максимальної енергії бета - випромінювання E 0.
Детальне вивчення енергетичного спектру бета - випромінювання виробляють спектрометричним методом, (магнітний бета - спектрометр, кремнієвий напівпровідниковий детектор і т.д.), які вимагають складної апаратури. У тих випадках, коли потрібно визначити максимальну енергію бета - спектру з точністю, що не перевищує 5%, використовують метод поглинання.
Мета цієї роботи полягає у визначенні максимальної енергії бета - випромінювання методом поглинання.
Для визначення максимальної енергії бета - частинок методом поглинання знімають криву поглинання бета - випромінювання в речовині (як правило, в алюмінії), тобто знаходить, користуючись набором тонких фольг, залежність інтенсивності бета - частинок I, що пройшли через фольгу, від товщини поглинача. При малих товщинах поглинача поглинання бета - випромінювання в речовині підпорядковується в першому наближенні експоненціальним законом, але точно цього закону не слід, і практичний пробіг бета - частинок складає для різних елементів п'яти - десяти - кратну величину товщини шару половинного поглинання.
Результати вимірювання наносять на полулогарифмических графік. По осі абсцис наносять товщину шару, а по осі ординат - логарифми інтенсивності випромінювання. У разі ізотопу з простим бета - спектром (бета - частинки мають одну максимальну енергію) і випускає ще й гамма - випромінювання виходить крива, показана на рис. 5.1. Практичний пробіг R знаходиться шляхом екстраполірованія кривої поглинання до рівня фону від гамма - випромінювання, або застосовують метод порівняння Фізера, який дозволяє визначити пробіг в будь - якому речовині шляхом порівняння кривої поглинання в цій речовині з кривою поглинання в речовині з відомим пробігом.
9. Радіаційний гальмування електронів (гальмівне випромінювання)
Рис. 17. Рух частинки в полі ядра
Відповідно до класичної теорії будь-яка заряджена частинка, Рис. 17. що рухається з прискоренням, повинна випромінювати електромагнітні хвилі. Припустимо, що частинка з зарядом е, масою т і швидкістю рухається повз ядра, що володіє масою М і зарядом Z я e. При розсіянні кулонівським центром частка зазнає відхилення (рис. 17) і, отже отримує прискорення. У відповідності з класичною електродинамікою заряд, що зазнає прискорення протягом часу випромінює енергію
Оскільки , То . Таким чином, радіаційні втрати енергії найбільш істотні у самих легких частинок - електронів; для протонів, наприклад, при тій же енергії ефект вже в разів менше.
Релятивістський квантовий розрахунок, проведений Беті і Гайтлера, дозволяє знайти втрати енергії електроном на гальмівне випромінювання
(27)
де - Так звана стала тонкої структури; - Класичний радіус електрона; п - число атомів в см 3 речовини; Е-повна енергія випромінюючого електрона.
...Подобные документы
Зв'язок важких заряджених частинок з речовиною. До важких частинок відносяться частинки, маси яких у сотні разів більші за масу електрона. Вільний пробіг важких заряджених частинок у речовині. Взаємодія електронів, нейтронів з речовиною. Кулонівська сила.
реферат [51,0 K], добавлен 12.04.2009Взаємодія заряджених частинок з твердим тілом, пружні зіткнення. Види резерфордівського зворотнього розсіювання. Автоматизація вимірювання температури підкладки. Взаємодія атомних частинок з кристалами. Проведення структурних досліджень плівок.
дипломная работа [2,5 M], добавлен 21.05.2015Проходження важких ядерних заряджених частинок через речовину. Пробіг електронів в речовині. Проходження позитронів через речовину. Експозиційна, поглинена та еквівалентна дози. Проходження нейтронів через речовину. Методика розрахунку доз опромінення.
курсовая работа [248,4 K], добавлен 23.12.2015Електромагнітні імпульси у середовищі, взаємодія електромагнітних хвиль з речовиною. Квантовій опис атомів і резонансна взаємодія з електромагнітним полем, площа імпульсів. Характеристика явища фотонної ехо-камери та його експериментальне спостереження.
курсовая работа [855,2 K], добавлен 13.08.2010Поняття радіоактивності. Різниця між радіоактивністю і розпадом "компаунд"-ядер, утворених дією деяких елементарних частинок на стабільні ядра. Закономірності "альфа" і "бета" розпаду. Гамма-випромінювання ядер не є самостійним видом радіоактивності.
реферат [154,4 K], добавлен 12.04.2009Взаємодія електромагнітних хвиль з речовиною. Особливості поширення електромагнітних хвиль радіочастотного діапазону в живих тканинах. Характеристики полів, що створюються тілом людини. Електронні переходи в збудженій молекулі. Фоторецепторні клітини.
реферат [238,5 K], добавлен 12.02.2011Квантова механіка описує закони руху частинок у мікросвіті, тобто рух частинок малої маси (або електронів атома) у малих ділянках простору і необхідна для розуміння хімічних і біологічних процесів, а значить для розуміння того, як ми улаштовані.
реферат [162,5 K], добавлен 22.03.2009Етапи дослідження радіоактивних явищ. Електромагнітне випромінювання та довжина хвилі. Закон збереження спіну. Перехід із збудженого стану ядра в основний. Визначення енергії гамма-квантів. Порівняння енергії електронів з енергією гамма-променів.
доклад [203,8 K], добавлен 21.04.2011Процеси взаємодії іонізуючого випромінювання з речовиною клітин. Біологічна дія іонізуючих випромінювань. Етапи розвитку променевої хвороби. Деякі міри захисту від зовнішнього і внутрішнього опромінення. Характер радіаційного впливу на живий організм.
реферат [81,7 K], добавлен 12.04.2009Загальне поняття про будову лічильника Гейгера-Мюллера, його призначення. Функції скляного віконця трубки. Процес реєстрації нейтронів. Історія винаходу лічильника. Камера Вільсона як детектор треків швидких заряджених частинок. Процес конденсації пари.
презентация [339,3 K], добавлен 15.04.2013Відкриття нових мікроскопічних частинок матерії. Основні властивості елементарних частинок. Класи взаємодій. Характеристики елементарних частинок. Елементарні частинки і квантова теорія поля. Застосування елементарних частинок в практичній фізиці.
реферат [31,1 K], добавлен 21.09.2008Визначення поняття сцинтиляційного спектрометра як приладу для реєстрації і спектрометрії частинок. Основні методи спостереження та вивчення зіткнень і взаємних перетворень ядер і елементарних частинок. Принцип дії лічильника Гейгера та камери Вільсона.
презентация [975,1 K], добавлен 17.03.2012Природа та одержання рентгенівського випромінювання. Гальмівне та характеристичне рентгенівське випромінювання, його спектри. Рентгенівські спектри атомів. Поглинання та розсіяння рентгенівського випромінювання, застосування в медицині, хімії, біології.
реферат [623,6 K], добавлен 15.11.2010Явище термоелектронної емісії – випромінювання електронів твердими та рідкими тілами при їх нагріванні. Робота виходу електронів. Особливості проходження та приклади електричного струму у вакуумі. Властивості електронних пучків та їх застосування.
презентация [321,1 K], добавлен 28.11.2014Види класифікації елементарних частинок, їх поділ за статистичним розподілом Фермі-Дірака та Бозе-Ейнштейна. Види елементарних взаємодій та їх характеристика. Методи дослідження характеристик елементарних частинок. Особливості використання прискорювачів.
курсовая работа [603,0 K], добавлен 11.12.2014Виды бета-распад ядер и его характеристики. Баланс энергии при данном процессе. Массы исходного и конечного атомов, их связь с массами их ядер. Энергетический спектр бета-частиц, роль нейтрино. Кулоновское взаимодействие между конечным ядром и электроном.
контрольная работа [133,4 K], добавлен 22.04.2014Взаимодействие заряженных частиц и со средой. Детектирование. Определение граничной энергии бета-спектра методом поглощения. Взаимодействие заряженных частиц со средой. Пробег заряженных частиц в веществе. Ядерное взаимодействие. Тормозное излучение.
курсовая работа [1,1 M], добавлен 06.02.2008Розповсюдження молібдену в природі. Фізичні властивості, отримання та застосування. Структурні методи дослідження речовини. Особливості розсіювання рентгенівського випромінювання електронів і нейтронів. Монохроматизація рентгенівського випромінювання.
дипломная работа [1,2 M], добавлен 24.01.2010Метод математичного моделювання фізичних властивостей діелектричних періодичних структур та їх електродинамічні характеристики за наявності електромагнітної хвилі великої амплітуди. Фізичні обмеження на управління електромагнітним випромінюванням.
автореферат [797,6 K], добавлен 11.04.2009Общие сведения о бета-спектрометрическом комплексе "ПРОГРЕСС". Сравнение спектрометрического и радиохимического методов анализа при оценке вклада 137Cs и 40К на суммарную бета-активность 90Sr в почве, отобранной на СИП с активностью менее 2000 Бк/кг.
дипломная работа [4,4 M], добавлен 24.07.2010
