А.А. Абрамов, Г.А. Бадун - Методическое руководство к курсу Основы радиохимии и радиоэкологии (1133870), страница 3

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

Онастановится существенной при прохождении –-частиц через материалы свысоким Z и при Е–max  1 МэВ. Тормозное излучение имеет непрерывныйспектр и Е-тормозное существенно меньше Е–max. Появление тормозногоизлучениянеобходимоучитывать,проектируязащитуотнуклидов,испускающих –-частицы.Соотношение потерь энергии на тормозное излучение (радиационныепотери) и ионизацию можно приблизительно оценить по формуле (1.1)14dE) рад.E Zdx= dE800(  )ион.dx((1.1)Как правило, это соотношение много меньше единицы.В отличие от -частиц удельная линейная ионизация, создаваемая–-частицами, примерно в 1000 раз меньше.

Трек –-частиц зигзагообразный,потомучтоонилегкорассеиваются,взаимодействуясэлектронамипоглощающего вещества. Поэтому пробег –-частиц нельзя отождествлять сдлиной трека частицы. Осложнения вносит и непрерывный спектр –-частиц.Каждая частица в зависимости от энергии имеет свой трек и своймаксимальныйпробег.Поэтомупроникающуюспособность–-частицхарактеризуют значением максимального пробега Rmax, характерного для–-частиц с максимальной энергией.Связь максимального пробега и максимальной энергии –-частиц хорошоизучена. Существует множество эмпирических формул, связывающих эти двевеличины.

Большинство из них приемлемы для определенного интерваламаксимальных энергий –-частиц. Приведем две наиболее универсальныеформулыRmax = 0,11  0,0121  0,27E  max(1.2)0,05  Е–max  3 МэВRmax = 0,542 Е–max – 0,133(1.3)Е–max  0,8Ослабление потока –-частиц (F), а также скорость счета препаратов–-излучателей (I) в первом приближении подчиняется эмпирическомуэкспоненциальному законуFx = F0e-xIx = I0e-x(1.4)15где х – толщина поглотителя (см);  – линейный коэффициент поглощения(см–1).Линейный коэффициент поглощения зависит от Е–max и порядковогономера образца поглотителя. Гораздо удобнее использовать массовыйкоэффициент ослабления  = / (см2/г) и массовую толщину поглотителяd (г/см2) (она приводится в паспортных данных детекторов).

Массовыйкоэффициент поглощения мало зависит от вещества поглотителя, поэтомуможет быть использован для различных материалов.Экспоненциальный закон достаточно точно выполняется при условииd  0,3 Rmax. В случае, если указанные условия не выполняются, отношениеFd/F0 или Id/I0 необходимо определять по графику, приведенному на рис 1.7.Fx/F01,000,5000,2000,1000,0500,0200,0100,0050,0020,0010,00050,10,30,50,70,9d/RmaxРис. 1.7.

График для определения ослабления потока –частиц..1.4.2. Позитронный распад. Взаимодействие с веществомПозитронный распад связан с испусканием античастицы электрона с зарядом+1AZX16AZ1 Yилиего можно представить как распад протона в ядре атома1p1 01 n +1 / 18251+  (нейтрино)Поскольку из ядра вылетают две частицы, то по законам вероятности онимогут иметь различную кинетическую энергию и спектр позитрона, также как и–-частиц непрерывный.Из всех процессов, происходящих при прохождении позитрона ввеществе, отметим аннигиляцию позитрона.

Позитрон, проходя через вещество«термолизуется», т.е. теряет свою кинетическую энергию и затем аннигилируетв веществе – позитрон и электрон среды дают два -кванта с энергией, равноймассе покоя каждой частицы (Е = 0,511 Мэв). За счет аннигиляционных квантов позитронные источники нашли широкое применение в позитронноэмиссионной томографии (ПЭТ) для диагностики различных заболеваний.1.4.3 Электронный захват (ЭЗ)Как уже упоминалось, электроны вокруг ядра атома находятся наразличных энергетических уровнях: K, L, M и т.д. Ядра некоторых нуклидовсклонны к захвату электронов с электронных оболочек, чаще всего сближайшей К. В таком случае этот процесс называется К-захват (КЗ), режеможет осуществляться L-захват.

Электронный захват приводит, как ипозитронный распад, к получению дочернего нуклида, находящегося на однуклетку левее материнского:AZXЭЗAZ1 YОднако на этом сходство между позитронным распадом и ЭЗ заканчивается.Хотя стоит отметить, что практически всегда эти два процесса сопутствуютдруг другу. На рис. 1.8 схемы распада натрия-22 и меди-64.

Натрий-22претерпевает и позитронный распад (тонкие сплошные линии справа налево) иКЗ (пунктирные линии с тем же наклоном). Схема распада меди-64иллюстрируетслучайкогда-превращений.17реализуютсявсевиды6422Na64 Cu292211 Na12,88 ч0,571 (31%)0,657 (15%)(54%)2,6л 5%Cu0,542 (95%)1,340? 1,8 (0,06%)1,27764 Zn3064 Ni282210 NeРис.1.8. Схемы распада 22Na и 64Cu.e-K L M NЯдроРис.

1.9. Процесс КЗ и его последствия.Рассмотрим КЗ и процессы, которые ему сопутствуют. На рис. 1.9схематично изображен атом. В центре расположено ядро, вокруг которогоуказаны K, L, M и N энергетические уровни. Ядро захватывает электрон с Коболочки(наиболееэнергетическивыгодной),иатомпереходитввозбужденное состояние. Снятие возбуждения возможно двумя путями:1) Происходит каскад переходов электронов с более удаленных на менееудаленные от ядра энергетические уровни с испусканием избыточной энергиейв виде фотоновс L на K с испусканием Еф1с М на L с испусканием Еф2с N а М с испусканием Еф318и так далее в зависимости от количества электронных уровней, на которыхэлектроны расположены в атоме, причемЕф1  Еф2  Еф3 …так как разность в энергиях между различными энергетическими уровнями помере удаления от ядра уменьшается.

Испускаемое электромагнитное излучениесостоит из группы фотонов. Каждая группа имеет фиксированную энергию.Данноеэлектромагнитноеизлучениеназываетсяхарактеристическимрентгеновским излучением.2) Второй способ снятия возбуждения атомов характерен чаще всего дляатомов находящихся на поверхности материала. В этом случае снятиевозбуждения возможно за счет выброса с верхней оболочки электрона(электроны Оже). Электроны Оже в отличие от –-частиц – моноэнергетичныи их энергия позволяет получать информацию, характеризующую поверхностьматериала.

Это явление широко используют для исследования поверхностисенсорных материалов, катализаторов и других веществ с высокоразвитойповерхностью, а сам метод, основанный на фиксации и анализе Ожеэлектронов, называется Оже–спектроскопия.В заключении обращаем Ваше внимание на то, что испусканиехарактеристического рентгеновского излучения и электронов Оже - это неядерный процесс, а последствия после захвата электрона ядром (ядерныйпроцесс), т.е. вторичные процессы, протекающие при ЭЗ.1.5. Изомерный переход. Взаимодействие -квантов различногопроисхождения с веществомНа рис. 1.6 представлена схема распада молибдена-99.

Схема достаточнонасыщенная различными группами –-частиц и -квантов. Представим ее вболее простом виде99Mo4299 mTc4319ИП99Tc43Молибден-99,претерпевая–-распад–-частиц и -квантов), превращается в(испускаетнесколькогрупп99mTc (промежуточное, метастабильноеядерное состояние на схеме). Технеций-99m, так называемый метастабильныйизотоп, имеет период полураспада 6,6 час. испускает -кванты (основной с Е =0,142 МэВ) и переходит в технеций-99. Вот этот переход из метастабильногосостояния(Т1/299Tcвстабильноеилиболеестабильное= 2,1·105 лет) называется изомерным переходом.

При этом видераспада выделяются только -кванты. Второй пример изомерного переходапредставлен на рис. 1.5, где приведена схема распада 137Cs. Основная группа –частиц имеет Е–max = 0,523, что меньше полной энергии распада, не можетосуществить ядерное превращение до стабильного бария-137 (полная энергияраспада равна 1,18 МэВ). Образуется промежуточный метастабильный137mВа(Т1/2 = 2,60 мин), который подвергается изомерному переходу с испусканием квантов с энергией 0,661 Мэв (0,662 Мэв в ряде других справочных изданий).Если рассмотреть внимательно все ранее приведенные схемы распада сиспусканием - и –-частиц, то можно заметить, что только в этих двух случаяхпромежуточному состоянию присвоены термины метастабильный нуклид. Вовсех остальных случаях это безымянное промежуточное энергетическоесостояние ядра.В настоящее время инструментальные и (или) расчетные методыпозволяют определять Т1/2 до величин 10–10 – 10–12 сек. Если промежуточныйнуклид имеет Т1/2 больше этих значений, и его период полураспада можноопределить, то он маркируется как метастабильный нуклид, в противномслучаеоннепромежуточныхполучаетэтогоэнергетическихстатуса,аядерных-квантыиспускаемыесостоянийизназываютсясопутствующими при распаде материнского изотопа.

-кванты, в отличие от и –-частиц, являются косвенно ионизирующим излучением. Независимо отсвоего происхождения механизм взаимодействия -квантов с веществомотличается от механизмов взаимодействия заряженных частиц. На первом20этапе -кванты взаимодействуют с веществом, образуя непосредственноионизирующее излучение. Таких процессов три: фотоэффект, комптоновскоерассеяние и образование пары электрон-позитрон.На рис. 1.10 приведены три схемы взаимодействия -квантов свеществом.Рис. 1.10. Взаимодействие -квантов с веществом: а – фотоэффект,б – комптоновское рассеяние, в – образование электрон – позитронной пары.Из схемы (а) видно, что -квант, взаимодействуя с атомом (молекулой),выбивает из него электрон, которому передает свою избыточную кинетическуюэнергию, а сам полностью поглощается.

Данный процесс называетсяфотоэффектом, а выбитый из атома электрон – фотоэлектроном. Именно этотпроцесс лежит в основе уникального радиохимического метода качественной иколичественнойидентификациирадионуклидов,называемого-спектроскопией.На схеме (б) представлен другой механизм передачи энергии -квантомвеществу. В этом случае -квант передает не целиком, а частично энергиюэлектрону в атоме или молекуле.

Появляется рассеянный -квант с меньшейэнергией и так называемый комптон-электрон. Комптоновское рассеяние будетнаглядно показано при обсуждении метода -спектроскопии.21При взаимодействии -излучения (Е  1,02 МэВ) с электромагнитнымполем ядра атома (схема в) возникает электронно-позитронная пара.Возникновение пары электрон-позитрон приводит к полному поглощению-квантов, так как избыточная энергия гамма излучения ( 1,02 МэВ)передается в качестве кинетической энергии образующимся частицам. В своюочередь позитрон, взаимодействуя с веществом, может аннигилировать сиспусканием двух -квантов с энергией 0,511 МэВ.

В таблице изотопов,приведенной в приложении к пособию, Вы можете найти радионуклиды, укоторых энергия первичных -квантов  1,02 МэВ и вы увидите, чтообязательнофотоны.этим первичным-квантамсопутствуютаннигиляционныеКак видно из рассмотренных схем, все три процесса передачиэнергии -квантами веществу приводят к образованию непосредственноионизирующих частиц, взаимодействие которых с веществом мы обсудилиранее.Относительный вклад каждого из рассмотренных процессов зависит отэнергии -квантов и атомной массы вещества поглотителя.

Характеристики

Список файлов книги