Способы потоков заряженных частиц

Способ получения потока заряженных частиц и устройство для его осуществления

Использование: техника получения и применения квазинейтральных потоков заряженных частиц. Сущность изобретения: способ включает подачу газа в пространство, ионизацию его электронами до образования плазмы, наложение на плазму электрического поля и выделение с его помощью потока ионов, нейтрализацию последнего электронами. Причем положительно заряженные источники поля размещают внутри плазмы, а отрицательно заряженные так, чтобы они охватывали плазменное пространство и эмиттировали электроны вдоль силовых линий поля. Регистрируют положение внешней границы плазмы и изменяют площадь поверхности положительно заряженных источников поля пропорционально площади поверхности плазменного пространства, причем отношение площадей указанных поверхностей выбирают в пределах 10 -2 — 10 -4 Устройство для осуществления способа содержит газоразрядную камеру с размещенным внутри нее анодом, подключенную к отрицательному выводу источника напряжения, систему напуска рабочего газа, источник электронов в виде формирующей сетки, подключенной своими выводами к отдельному источнику для накаливания, причем один из выводов подключен также к отрицательному выводу источника напряжения. 2 с.п. ф-лы, 3 ил.

Изобретение относится к технике получения потока заряженных частиц и предназначено для создания источников плазмы. Известны способ получения потока заряженных частиц и устройство для его осуществления. В известном способе поток заряженных частиц получают путем ионизации газа электронами, выделяют ионную компоненту плазмы, ускоряют ионный поток до заданной энергии, нейтрализуют его электронами, в результате чего получают квазинейтральный поток заряженных частиц, движущийся в заданном направлении с необходимой скоростью. В известном устройстве газ поступает в камеру и ионизируется в ней до образования плазмы электронами электрического разряда, создаваемого с помощью катода и анода в локальной области газового облака. Образовавшаяся плазма втекает в конденсатор с сеточными электродами, подключенными к электродам источника питания, электрическое поле конденсатора разделяет ионы и электроны плазмы и ускоряет ионы. Ионный поток через сеточный электрод конденсатора выходит наружу и нейтрализуется электронами с дополнительной накаленной спирали, помещенной в поток. Однако известный способ сложен, а устройство громоздко и обладает низкими эксплуатационными возможностями. Например, при работе с малыми напусками газа эффективность ионизации газа падает настолько, что возникает необходимость использования дополнительного магнитного поля, что в ряде случаев невозможно осуществить. Кроме того, получение квазинейтрального потока заряженных частиц с малыми энергиями (Е 50 эВ) и одновременно с достаточно высокой концентрацией (h 10 8 — 10 9 см -3 ) может оказаться затруднительным из-за ограничения по объемному заряду плотности ионного потока в конденсаторе с сеточными электродами. Использование малых зазоров между электродами конденсатора снимает ограничение на величину объемного заряда, но приводит к усложнению конструкции устройства и возникновению пробоев между электродами. Кроме того, при работе в режиме ограничения потока ионов объемным пространственным зарядом в конденсаторе плотность ионного потока и его энергия связаны однозначной зависимостью, что не позволяет независимо менять плотность и энергию квазинейтрального потока заряженных частиц (плазмы) и снижает эксплуатационные возможности. Наиболее близким к изобретению является способ получения потока заряженных частиц, включающий подачу газа в пространство, ионизацию газа электронами до образования плазмы, наложение на плазму электрического поля, выделение с помощью источников поля потоков ионов и нейтрализацию его электронами, причем источники электрического поля размещают внутри плазменного образования. Известное устройство содержит газоразрядную камеру, подключенную к отрицательному выводу источника напряжения, источник электронов, подключенный к источнику тока, систему напуска рабочего газа в камеру, формирующие электроды, выполненные в виде экранирующих сеток и подключенные к источнику ускоряющего напряжения, положительный электрод которого подключен к газоразрядной камере, и анод, размещенный внутри камеры и подключенный к положительному полюсу источника напряжения. Однако известный способ также сложен, а устройство громоздко, что затрудняет генерацию квазинейтрального потока заряженных частиц. Цель изобретения — упрощение генерации квазинейтрального потока заряженных частиц. Цель достигается тем, что в способе, включающем подачу газа в пространство, ионизацию газа электронами до образования плазмы, наложение на плазму электрического поля, выделение с помощью источников поля потока ионов и нейтрализацию потока ионов электронами, причем положительно заряженные источники электрического поля размещают внутри плазменного образования, отрицательно заряженные источники поля размещают так, чтобы они охватывали плазменное образование, инжектируют с помощью источников поля электроны вдоль силовых линий поля, регистрируют положение внешней границы поверхности плазменного образования и изменяют площадь поверхности положительно заряженных источников поля пропорционально площади поверхности плазменного образования, причем отношение площадей указанных поверхности выбирают в диапазоне 10 -2 — 10 -4 . Цель достигается также тем, что в источнике потока заряженных частиц, содержащем газоразрядную камеру, подключенную к отрицательному выводу источника напряжения, источник электронов, подключенный к источнику тока, систему напуска рабочего газа в камеру, формирующий электрод, выполненный в виде экранирующей сетки, и анод, подключенный к положительному полюсу источника напряжения, причем отношение площади анода к площади внутренней поверхности камеры выбрано не более 10 -2 , экранирующая сетка выполнена в виде источника электронов и снабжена двумя изолированными токовыводами, подключенными к источнику тока, при этом один из токовыводов подключен к отрицательному полюсу источника напряжения, а отношение площади анода к площади внутренней поверхности камеры выбрано не менее 10 -4 . Способ осуществляется следующим образом. Подают газ в пространство, содержащее положительно заряженные источники поля и охваченные отрицательно заряженными источниками поля, и инжектируют с этих источников поля электроны в газ вдоль силовых линий электрического поля между источниками. Электроны набирают энергию в электрическом поле, проникают в газовое облако, и поскольку источники поля в газе имеют площадь, существенно меньшую площади газового облака, начинают в нем осциллировать. В процессе осцилляций электроны ионизируют молекулы газа и образуют в нем плазму. Плазма поляризуется электрическим полем. В области плазмы электрическое поле уменьшается из-за хорошей проводимости плазмы, а на ее границе возрастает до максимальной величины, где происходит основное падение потенциала поля. Электрическое поле в граничной области направлено наружу и разделяет заряды плазмы так, что электроны возвращаются внутрь плазмы, а ионы ускоряются и выводятся полем во внешнее пространство. Поток ионов во внешнем пространстве движется по силовым линиям электрического поля навстречу потоку электронов, инжектируемых в поле извне. Часть электронов потока нейтрализует ионный поток и образует во внешнем пространстве квазинейтральный поток заряженных частиц — поток плазмы. Таким образом достигается упрощение генерации квазинейтрального потока заряженных частиц. Осциллирующие электроны, потерявшие энергию в результате столкновений и ионизации молекул газа в газовом облаке, и свободные электроны плазмы, возникшие на ее границе в процессе разделения зарядов, гибнут в источниках поля, в результате чего сохраняется квазинейтральность системы в целом. При отношении полной площади поверхности источников электрического поля в газе к площади поверхности газового облака меньше чем в 10 2 раз затруднены осцилляции электронов в газовом облаке из-за частых столкновений электронов с источниками электрического поля и их неизбежной гибелью при этом. При отношении площадей больше чем в 10 4 раз плотность электронного потока вблизи поверхности источников поля становится настолько велика, что электрическое поле объемного заряда электронов приводит к преимущественному падению разности потенциалов вблизи источников поля, что снижает разность потенциалов на границе плазмы и ухудшает плазмообразование. На фиг.1 приведен источник, реализующий предлагаемый способ; на фиг.2 — схема распределения потенциала в плазме источника (сплошная линия) между анодом и экранирующей сеткой (стенкой камеры); на фиг.3 схематично представлены процессы плазмообразования внутри источника и формирования квазинейтрального потока заряженных частиц (плазменного потока) на его выходе. Источник потока содержит камеру ионизации 1, источник газа 2, анод 3, экранирующую сетку 4 с электродом 5 и источник питания для накаливания 6. Источник газа 2 расположен у торца камеры ионизации 1, содержащий сеточный анод 3 с площадью поверхности меньше площади поверхности ионизационной камеры 1 в отношении 10 2 -10 4 раз, а второй торец ионизационной камеры 1 закрыт подключенной к ней сеткой 4 с электродом 5, подключенным к выходу источника питания для накаливания 6, второй электрод которого подключен к камере 1. Обозначения на фиг.3: 7 — плазма внутри источника, 8 — граница плазмы в пристеночной области и вблизи элементов анода (обозначена пунктиром), 9 — траектория осциллирующего электрона, 10 — элемент плазмы внутри источника, 11 — элемент квазинейтрального потока заряженных частиц вне источника (элемент плазменного потока), кружок со знаком «минус» — электрон, кружок со знаком «плюс» — ион плазмы, сплошные линии со стрелками — схематичное обозначение траекторий движения частиц. Устройство работает следующим образом. Газ из источника 2 поступает в камеру ионизации 1, где в него инжектируются электроны, эмитированные нагретой экранирующей сеткой 4 и ускоренные разностью потенциалов между анодом 3 и стенкой камеры 1 с экранирующей сеткой 4. Электроны осциллируют в пространстве камеры 1, пронизывая сеточный анод 3, поскольку площадь поверхности нитей сетки много меньше (10 2 -10 4 раз) площади поверхности ионизационной камеры 1, ионизуют газ и образуют в нем плазму. За счет хорошей проводимости плазмы падение потенциала в ней невелико, а вблизи стенки камеры 1 и поверхности экранирующей сетки 4 образуется граничная область, в которой происходит основное падение потенциала, созданного между анодом 3 и стенкой камеры 1 (см. фиг.2). Электрическое поле в граничной области плазмы разделяет заряды так, что ускоряет ионы к экранирующей сетке 4, а электроны плазмы — к аноду 3. Ионы проходят через сетку 4, нейтрализуются электронами, эмитированными с ее поверхности, и образуют квазинейтральный поток заряженных частиц, т.е. поток плазмы. Избыточные электроны плазмы поглощаются анодом 3 (см. фиг.3). Выбором величины разности потенциалов между анодом 3 и стенкой камеры 1 регулируется направление энергии плазменного потока. Источником питания для накаливания 6 устанавливается необходимый нагрев экранирующей сетки 4 и таким образом изменяется поток инжектируемых ею электронов, с помощью которых регулируется плотность плазменного потока. По сравнению с известными предлагаемый источник имеет минимальное количество основных элементов — камеру 1, анод 3, экранирующую сетку 4, и всего два источника питания — анода 3 и сетки 4. Направленная энергия и плотность плазменного потока регулируются независимо друг от друга, соответственно изменениями потенциала анода 3 и тока накаливания экранирующей сетки 4 во всем диапазоне параметров потока. Известные технические решения такими возможностями не обладают. Основное ускорение ионов происходит на границе плазмы у экранирующей сетки, где возникает двойной электрический слой. Это практически исключает пробой ускоряющего промежутка и является дополнительным преимуществом изобретения.

СПОСОБ ПОЛУЧЕНИЯ ПОТОКА ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ И УСТРОЙСТВО ДЛЯ ЕГО ОСУЩЕСТВЛЕНИЯ. 1. Способ получения потока заряженных частиц, включающий подачу газа в пространство, ионизацию газа электронами до образования плазмы, наложение на плазму электрического поля, выделение с помощью источников поля потока ионов и нейтрализацию потока ионов электронами, при этом положительно заряженные источники электрического поля размещают внутри плазменного образования, отличающийся тем, что, с целью упрощения генерации квазинейтрального потока заряженных частиц, отрицательно заряженные источники поля размещают так, чтобы они охватывали плазменное образование, инжектируют с помощью источников поля электроны вдоль силовых линий поля, регистрируют положение внешней границы поверхности плазменного образования и изменяют площадь поверхности положительно заряженных источников поля пропорционально площади поверхности плазменного образования, причем отношение площадей указанных поверхностей выбирают в диапазоне 10 — 2 — 10 — 4 . 2. Источник потока заряженных частиц, содержащий газоразрядную камеру, подключенную к отрицательному выводу источника напряжения, источник электронов, подключенный к источнику тока, систему напуска рабочего газа в камеру, формирующий электрод, выполненный в виде экранирующей сетки, и анод, размещенный внутри камеры и подключенный к положительному полюсу источника напряжения, причем отношение площади анода к площади внутренней поверхности камеры выбрано не более 10 — 2 , отличающийся тем, что, с целью упрощения конструкции при генерации квазинейтрального потока заряженных частиц, экранирующая сетка выполнена в виде источника электронов и снабжена двумя изолированными токовыводами, подключенными к источнику тока, при этом один из токовыводов подключен к отрицательному полюсу источника напряжения, а отношение площади анода к площади внутренней поверхности камеры выбрано не менее 10 — 4 .

MM4A Досрочное прекращение действия патента Российской Федерации на изобретение из-за неуплаты в установленный срок пошлины за поддержание патента в силе

Номер и год публикации бюллетеня: 31-2000

Источник

Взаимодействие излучений с веществом

Конспект лекции с демонстрациями

Наши задачи: изучить основные процессы взаимодействия излучений, в виртуальном эксперименте показать, как они сказываются на проникающей способности излучений

В 1896 году французский физик А.Беккерель открыл явление радиоактивности: он обнаружил, что соль урана испускает какое-то излучение. Рис.2 1896 г. Рис.1

Изучение поведения открытых Беккерелем лучей при прохождении ими магнитного поля показало, что они состоят из трех компонент (рис.1). Поскольку ничего не было известно о природе этих лучей, их назвали просто первыми буквами греческого алфавита: α-, β- и γ- излучениями. Впоследствии выяснилось, что α- частицы — это ядра гелия (заряжены положительно), β- частицы — это электроны (отрицательные и на рисунке отклоняются в другую сторону), γ- лучи — электромагнитное излучение (нейтральное, магнитным полем не отклоняется).

Годом ранее Рентген открыл излучение, которое он назвал «Х-лучами» (первый снимок руки в этих лучах на рис.2). Оно оказалось тоже электромагнитным.

Начнем рассмотрение процессов с заряженных частиц α- частиц, протонов, электронов. При попадании в образец они теряют энергию и рассеиваются.

Потери энергии заряженных частиц

Заряженные частицы, двигаясь в веществе с достаточно большой скоростью, воздействуют на атомы вещества, выбивая из них электроны (ионизация) или переводя атомы в возбужденное состояние. При этом энергия заряженной частицы уменьшается. Количественной характеристикой потерь энергии заряженной частицы является величина (dE/dx), называемая удельной потерей энергии (замечу, в скобках принятое обозначение потерь, а не производная; иначе стоял бы знак минус, т.к. энергия убывает с пройденным путем). Она равна изменению энергии частицы, приходящейся на единицу длины ее пути в веществе. Энергию в ядерной физике принято измерять в электронвольтах (1МэВ=10 6 эВ=1.6·10 -13 Дж), длину в см, так что размерность удельных потерь МэВ/см. Величина удельной потери энергии частицы зависит от скорости частицы v, величины её заряда ze:

Здесь m — масса электрона, Z и A — атомный номер и атомный вес материала мишени, соответственно, ρ — плотность материала, I — средний ионизационный потенциал атомов мишени (I

13.5·Z эB, определяется обычно экспериментально), c — скорость света. В приложении показано, как получена эта формула.

Основные закономерности, вытекающие из этой формулы: Рис.3 Потери энергии частиц, тяжелее e —

1. Удельные потери энергии не зависят от массы частицы. Для протона (A = 1) и дейтрона (A = 2) с одинаковыми скоростями потери равны.
2. Удельные потери пропорциональны квадрату заряда частицы (ze) 2 . При равной скорости потери α- частиц в 4 раза больше, чем протонов.
3. Функция скорости v для всех частиц одинакова. Эта функция в области малых скоростей v 2 , т.е. по мере замедления нерелятивистской частицы её торможение резко усиливается. С ростом v функция достигает (при γ= 1/√(1-(v/c) 2 )

3÷4) минимума. При дальнейшем росте γ потери медленно растут.

Зависимость (dE/dx) от свойств среды главным образом определяется плотностью ρ, так как отношение Z/A близко к 1/2 для большинства веществ (кроме водорода), а ионизационный потенциал атомов мишени I стоит под логарифмом. Если в (1) левую и правую часть разделить на плотность ρ, то справа окажется выражение, очень слабо зависящее от свойств вещества. Физики часто используют вместо линейной толщины x так называемую массовую толщину xρ (вес пластины единичной площади толщиной x; размерность, например, г/см 2 ). В таких единицах пробеги для разных веществ будут почти одинаковы.

Формула (1) не может быть точной, так как при малых скоростях v => 0 выражение стремится к бесконечности. На самом деле в этом случае надо учесть два эффекта: связь электронов в атомах и эффект перезарядки. Первый заключается в том, по мере уменьшения скорости частицы она не сможет передать энергию сначала электронам K-оболочки атома (с наибольшей энергией связи), затем L-оболочки и т.д. Второй эффект обусловлен тем, что при скоростях пролетающей частицы v порядка скоростей атомных электронов она захватывает электроны, заряд ее уменьшается, потери не только не растут, но и уменьшаются.

Для электронов механизм потерь тот же, но формула (1) делается более сложной из-за так называемых обменных эффектов, имеющих квантовую природу (первичный замедляющийся электрон и электроны атомной оболочки в принципе неразличимы). Все сказанное про зависимости потерь энергии от параметров среды и частицы остается в силе.

В электродинамике доказывается, что заряженная частица, движущаяся с ускорением, излучает электромагнитные волны. Потери энергии на тормозное излучение называют радиационными. Радиационные потери пропорциональны квадрату ускорения частицы . Так как силы F кулоновского взаимодействия с ядрами для частиц с равными зарядами z одинаковы, то из второго закона Ньютона

и интенсивность тормозного излучения обратно пропорциональна квадрату массы частицы и прямо пропорциональны квадрату заряда. Поэтому, во-первых, учет этого вида излучения важен только для электронов. И, во вторых, если потери на ионизацию происходят в основном при столкновении частицы с атомными электронами, то радиационные потери обусловлены столкновениями с ядрами. Радиационные потери можно сосчитать по формуле

где t_r — постоянная, называемая радиационной длиной. На длине t_r энергия частицы E убывает за счет потерь на излучение в e раз. Для воздуха t_r = 300.5 м, для свинца — 0.5 см.

На практике о величине потерь энергии частицы на ионизацию мы можем судить по числу пар ионов, которое создается частицей при прохождении через газ. Оказалось, что энергия, затрачиваемая на образование одной пары ион-электрон ω, практически не зависит от типа и энергии частицы. Для воздуха ω

33 эВ, для аргона — 25 эВ. Используя постоянство ω можно просто подсчитать число пар ионов, образуемых частицей на единице пути, (dN/dx)

Зависимости от заряда и скорости частицы те же, что и для удельных потерь энергии.

Пробеги заряженных частиц

Из вывода формулы (1) (приложение) видно, что при движении в веществе энергия частицы теряется очень малыми порциями при столкновении с атомными электронами. Торможение можно считать непрерывным. Энергия частицы закончится, и поступательное движение прекратится. Длину пути, пройденную в веществе, называют пробегом R. Величина его определяется удельными потерями энергии. В тонком слое Δx (тонкий — значит потери энергии частицы в нем можно считать постоянными) потери энергии ΔE будут равны

Перейдя в (4) к бесконечно малым величинам и проинтегрировав, получим выражение для пробега

где T₀ — начальная кинетическая энергия частицы. Поскольку формула для потерь (1) не применима для малых энергий, реально для вычисления R используют сумму R_эксп — экспериментально найденного пробега для медленных частиц (когда существенна связь электронов и перезарядка) и R_расч вычисленного с использованием формулы потерь энергии. Так α- частицы с энергией T₀ = 5 МэВ проходят в воздухе 3.5 см.

Используя то обстоятельство, что удельные потери энергии зависят только от скорости, в (5) можно перейти к интегрированию по скорости и найти отношение пробегов разных частиц с одинаковыми начальными скоростями (потренируйтесь, проделайте сами):

Используя это выражение, можно по формуле для расчета пробега α- частиц найти, например, пробег протона.

Взаимодействие заряженных частиц с атомными электронами носит вероятностный характер: случайны и число столкновений и величина энергии, переданная в столкновении. Поэтому пробеги индивидуальных частиц несколько отличаются друг от друга (разброс пробегов). Величина R, рассчитанная по (5) имеет смысл среднего пути, пройденного частицей.

Рассеяние заряженных частиц

Упругим рассеянием называется такой процесс взаимодействия двух частиц, когда суммарная кинетическая энергия обеих частиц сохраняется и только перераспределяется между частицами, а сами частицы изменяют направление своего движения. Для α- частиц, протонов и других частиц рассеяние происходит в основном на ядрах атомов (столкновение, например, протона, который в 1836 раз тяжелее электрона, с электроном практически не скажется на направлении его движения).

Мишени можно разделить на «тонкие«, в которых частица испытывает в среднем менее одного столкновения, и «толстые«, в которых происходит многократное рассеяние.

Угловое распределение рассеянных частиц в тонкой мишени описывается формулой Резерфорда (см. лекцию «Рассеяние частиц. Опыт Резерфорда. Эффективное сечение взаимодействия»). Число частиц, рассеянных на угол θ, обратно пропорционально , т.е. очень быстро убывает с ростом угла θ.

В толстой мишени заряженная частица испытывает большое число последовательных столкновений в основном на малые углы (что следует из формулы Резерфорда), Рис.4 Траектория частицы в мишени

и результирующий угол отклонения равен . На рис.4 точки O₁, O₂, O₃. — места упругих столкновений с первым, вторым, третьим. ядрами. Каждое значение угла θ_i случайно, отклонение (вправо, влево) от предыдущего направления тоже. Среднее значение угла отклонения в индивидуальном столкновении поэтому равно нулю. Известно (центральная предельная теорема теории вероятности), что сумма большого числа случайных величин с нулевым средним, распределена по нормальному закону. Распределение частиц по углам рассеяния θ будет выглядеть

где 2 > — среднеквадратичный угол рассеяния. Для того, чтобы (7) выполнялось, достаточно 20 — -30 столкновений. 2 > зависит от заряда частицы z, заряда ядра Z, импульса p и скорости v частицы и толщины мишени t следующим образом

«>

Величину )»> называют средним углом многократного рассеяния. Соотношение (8) можно использовать для определения величин pv, z заряженной частицы по экспериментальным значениям угла рассеяния, полученным, например, в пузырьковой камере или ядерной фотоэмульсии.

Кривые ослабления и потерь энергии потока заряженных частиц в мишени

Пусть поток моноэнергетических частиц нормально падает на мишень (рис.5). Посмотрим, как меняется с глубиной число частиц и переданная материалу мишени энергия. Рис.6 Кривые ослабления (а) и поглощения (б)

Частицы теряют энергию и рассеиваются. α- частицы, протоны и другие частицы с массой, много большей массы электрона, движутся как тяжелые снаряды, сохраняя направление первоначального движения. Многократное рассеяние приводит к мелкому дрожанию траекторий, уменьшая глубину проникновения в мишень по сравнению со средним пробегом (5). Число частиц при этом остается постоянным, пока вся энергия частиц не будет израсходована на ионизацию и возбуждение атомов мишени. Из-за флуктуации потерь энергии не у всех частиц энергия закончится на одной и той же глубине, будет разброс пробегов. Кривая ослабления будет выглядеть, как показано на рис.6(а). Производная от кривой ослабления дает распределение частиц по пробегам (рис.6.б). Точку пересечения продолжения спадающей части кривой с осью абсцисс называют экстраполированным пробегом R_э. Он точнее измеряется, чем величина среднего пробега. Известны эмпирические формулы, связывающие пробег R и начальную кинетическую энергию T₀ частицы. Они имеют вид . Для α-частиц в воздухе, например, a=0.32, b=1.5, энергия T₀ должна быть поставлена в МэВ, пробег получится в сантиметрах (для протонов тоже в воздухе a=1.8, b=1.8).

Зависимость удельной ионизации от глубины проникновения называют кривой Брэгга. Частицы теряют энергию, скорость падает, потери энергии увеличиваются (см. формулу 1 выше). На рис.7 приведена кривая для α-частиц в воздухе. Площадь под кривой, очевидно, равна начальной энергии частицы. Вблизи поверхности образуется около 3·10 5 пар ионов на сантиметре пути, а в максимуме в несколько раз больше. Такое свойство распределения поглощенной энергии используют в радиационной медицине. Пробеги порядка десятка сантиметров в биологической ткани имеют протоны с энергией 150 -200 МэВ. Путем изменения энергии пучка протонов и, тем самым глубины проникновения, в ходе облучения достигается равномерное распределение дозы облучения, Рис.7 Кривая Брэгга для альфа-частиц в воздухе Рис.8 Распределение дозы в биологической ткани

охватывающей всю область опухоли (максимум на кривой Брэгга). Отмечается резкое снижение вредного влияния радиации на здоровые ткани на меньших и больших глубинах облучаемой области при той же дозе излучения. Для сравнения на рисунке показано и характерное для рентгеновского излучения снижение дозы как раз внутри опухоли.

Рис.9 Движение частицы в кристалле

Для тяжелых заряженных частиц открыто еще два интересных явления в случае, когда мишенью является кристалл: эффект каналирования и эффект теней. Каналирование заряженных частиц в кристаллах — движение частиц вдоль «каналов», образованных параллельными друг другу рядами атомов. При этом частицы испытывают скользящие столкновения (направление движения почти не меняется) с рядами атомов, удерживающих их в этих «каналах» (рис. 9). Цепочка атомов действует как единое целое, отклоняя заряженную частицу так, словно дискретные заряды атомов однородно распределены по ее длине. Такой режим движения возможен только при влете частицы в кристалл под углами порядка градуса относительно кристаллографической оси. Плотность атомных электронов в канале меньше, чем в среднем в кристалле (она возрастает резко при приближении к ядрам), поэтому ионизационные потери энергии частицы малы. Пробег частиц в кристалле при движении вдоль основных кристаллографических осей сильно ( может в 4-5 раз) увеличивается. Это используют при ионном легировании полупроводников. Второе следствие режима каналирования — уменьшение выхода ядерных реакций (поскольку каналированные частицы движутся сравнительно далеко от ядер). Покинуть канал частицы могут выходить из канала в результате рассеяния на дефектах в кристалле, что используют для изучения этих дефектов. Рис.10 Схема, поясняющая эффект теней

Эффект теней — возникновение характерных минимумов интенсивности (теней) в угловом распределении частиц, вылетающих из узлов решётки монокристалла. Он наблюдается для положительно заряженных тяжёлых частиц (протонов, дейтронов, более тяжёлых ионов). Тени образуются в направлениях кристаллографических осей и плоскостей. Появление тени в направлении кристаллографической оси (осевая тень) обусловлено отклонением частиц, первоначально вылетевших в направлении этой оси, внутриатомным электрическим полем ближайших к излучающему узлу атомов, расположенных в той же цепочке (рис. 10). Интенсивность потока частиц в центре тени для совершенного кристалла (без дефектов) примерно в 100 раз меньше, чем на периферии. Частицы, которые дают тени, могут образоваться в результате ядерных реакций, вызванных внешним облучением (Тулинов А.Ф., СССР, 1964 г.), или α-радиоактивные ядра в узлах кристаллической решётки, введенные методом ионной имплантации (Домей Б. и Бьёрквист К., Швеция, 1964). На ядерной фотоэмульсии возникает сложная теневая картина кристалла, называемая ионограммой (рис. 11). Рис.11 Ионограмма кристалла

Расположение пятен и линий на ионограмме зависит от структуры кристалла и геометрических условий опыта. Линии образуются понижением интенсивности частиц в направлении кристаллографических плоскостей, узлы — тени от соседних ядер. Пятна и линии на ионограмме по своей природе принципиально отличны от пятен и линий, получаемых при изучении кристалла дифракционными методами. Из-за малой величины длины волны де Бройля для тяжёлых частиц дифракционные явления на образование теней практически не влияют.

Эффект теней используется в ядерной физике и физике твёрдого тела. На его базе разработан измерения времени протекания ядерных реакций в диапазоне значений 10 -6 — 10 -18 сек. Информация о времени извлекается из формы теней в угловых распределениях заряженных продуктов ядерных реакций, поскольку эта форма определяется смещением составного ядра за время его жизни из узла решётки вследствие тепловых колебаний. Чем время жизни ядра больше, тем дальше оно «выглянет», и тем размытей тень. В физике твёрдого тела эффект теней используется для исследования структуры кристалла, распределения примесных атомов и дефектов.

Особенности взаимодействия электронов с веществом

Отличия взаимодействия электронов с веществом обусловлены их малой массой. Среди остальных заряженных частиц легчайшей является мюон, масса которого в 200 раз больше массы электрона. Из-за малости массы электроны сильно рассеиваются (рис.12), существенны потери на излучение. Рис.12 Результат моделирования траекторий электронов

Механизм потерь на ионизацию и возбуждение атомов тот же, что и для тяжелых частиц, но в выражение для потерь надо вводить коррективы. Мы не будем здесь на них останавливаться. При одной и той же скорости электрона и протона потери примерно одинаковы. Так при (1-(v/c) 2 ) -1/2 =10 ионизационные потери протонов и электронов отличаются всего на 5%. Но из-за разности масс при одной и той же энергии потери протонов примерно в 2000 раз превышают потери электронов. Рис.13 Кривые ослабления для электронов в алюминии

Рассмотрим вопрос о пути, проходимом в веществе электроном с энергией несколько МэВ или меньше. Для той же геометрии облучения (рис.5) кривые ослабления координально отличаются от кривой для тяжелых частиц, показанной на рис.6. Из-за сильного рассеяния (рис.12) горизонтальный участок отсутствует, глубина проникновения в образец для большинства электронов значительно меньше среднего пути, определяемого формулой (5). Однозначное определение границы кривой ослабления на эксперименте затруднительно, поэтому обычно экстраполируют спадающую линейную часть функции к нулю. И эмпирические формулы приводят для таким образом найденного экстраполированного пробега. Например, в алюминии экстраполированный пробег в г/см 2 для моноэнергетических электронов с энергией E в МэВ равен

Спектр электронов, испускаемых радиоактивными изотопами, сплошной, причем среднее значение энергии частиц составляет примерно одну треть от максимальной. Наличие значительного количества низкоэнергетических частиц и сильное рассеяние приводят к интенсивному поглощению частиц, кривая ослабления хорошо описывается экспоненциальной зависимостью

Здесь N(x) — число β-частиц, прошедших толщину x.

Существует целый ряд эмпирических формул для коэффициента ослабления μ. Например, в диапазоне энергий β-частиц 0.5 Рис.14 Заряжение и пробой диэлектрика

Интерес представляет еще один эффект взаимодействия электронов с веществом — заряжение и электрический пробой слабопроводящих материалов Рис.13 Результат моделирования траекторий электронов

при электронном облучении. Быстрые электроны проникают в образец на глубины порядка сантиметра, энергия их снижается до тепловой

kT. Они захватываются ловушками, накапливается объемный заряд. Этот заряд неравномерно распределен по глубине облучаемого материала. На рис.14 приведен пример распределения термализованных электронов по глубине в образце (начальная энергия электронов 2 МэВ). С процессами накопления и перераспределения заряда связана работа радиоактивных источников тока (атомных батарей), случались взрывы свинцовых стекол защитных камер мощных γ-источников 60 Co. В свое время на спутниках, запускаемых на геостационарные орбиты, столкнулись со сбоями работы оборудования, вызванными электрическими пробоями в теплозащите (заряд накапливался за счет космического излучения). Накопленный объемный заряд создает электрическое поле, тормозящее электроны. На рис.14 приведены снимки образца из плексигласа, облучаемого электронами с энергией 1.3 МэВ, в разные моменты времени после начала облучения. На глубинах, меньших пробега, образец светится за счет потерь на возбуждение атомов. Видно, что величина пробега уменьшается, так как каждое новое поколение входящих электронов движется в электростатическом поле, созданном предыдущими. Наконец наступает электрический пробой (пятый сверху снимок) при напряженности около 340 МВ/м. Влияние электрического поля на прохождение и отражение электронов позволяет использовать β-изотопы для радиационной диагностики электрических потенциалов.

Излучение Вавилова-Черенкова

В 1934 году П.А. Черенков (тогда аспирант академика С.И. Вавилова) при изучении свойств люминесценции растворов солей урана, вызываемой γ-облучением, обнаружил новое излучение. Оно не гасилось активными тушителями люминесценции (йодистый калий и др.), не изменялось при нагревании. Было установлено, что

1. свечение вызвано заряженными частицами, так как на его направление и поляризацию влияло магнитное поле. Это могли быть электроны, возникающие при взаимодействии γ-квантов со средой в результате фотоэффекта и эффекта Комптона (см. ниже);
2. излучение направлено под определенным углом по отношению направления движения заряженной частицы;
3. излучение носит пороговый характер, оно не возбуждалось при использовании рентгеновских лучей с энергией

50 кэВ;

интенсивность излучения не зависит от атомного номера Z среды, и поэтому не может иметь радиационного происхождения;

излучение связано со средой, так как не наблюдается в вакууме.

В 1937 году это явление было теоретически объяснено И.Е. Таммом и И.М. Франком. Суть его в том, что излучение возникает при равномерном и прямолинейном движении частицы в веществе, когда ее скорость больше фазовой скорости света в данной среде (v > c/n, n — показатель преломления).

В 1958 г. П.А. Черенкову, И.М. Франку и И.Е. Тамму была присуждена Нобелевская премия :

(за открытие и объяснение Черенковского эффекта)

Создателям теории пришлось преодолеть два барьера. Первый — общепринятое положение электродинамики, что излучает только заряд, движущийся с ускорением. Второй — своеобразный запрет на рассмотрение движения частиц со скоростью, превышающей скорость света. И то и другое справедливо для вакуума. В среде скорость света меньше. Заряженная частица вызывает кратковременную поляризацию вещества в окрестности тех точек, через которые она проходит при своем движении. Поэтому молекулы среды, лежащие на пути частицы, становятся кратковременно действующими когерентными источниками элементарных электромагнитных волн, которые интерферируют друг с другом. Рис.15 Формирование излучения Вавилова-Черенкова Согласно принципу Гюйгенса–Френеля, в результате интерференции элементарные волны гасят друг друга всюду, за исключением их общей огибающей. Если частица движется сравнительно медленно, то возникающая поляризация будет симметрично распределена относительно точки расположения частицы (электрическое поле частицы «успевает» поляризовать и атомы, находящиеся впереди по ходу частицы). Результирующее поле всех диполей вдали от частицы будет равно нулю, их излучения погасят друг друга.

Пусть частица движется в среде со скоростью, превышающей скорость распространения электромагнитного поля (v > с’=c/n). На рис.15 частица движется слева направо. За время t она проходит расстояние AB = v·t. В соответствии с принципом Гюйгенса каждая точка среды является источником вторичных волн. Они изображены для точек A, A₁ и A₂. Радиус R = c’·t. Огибающая поверхность шаровых волн, которая является фронтом результирующей воны, представляет собой конус. Нормаль к огибающей поверхности дает направление распространения излучения θ, где Рис.16 Черенковское свечение защиты реактора

Направленность излучения Вавилова-Черенкова позволяет по углу θ определять скорость частицы. Из формулы (16) видно, что возможный диапазон изменения β

Например, для воды (n=1.33) β_мин=0.75, чему соответствует кинетическая энергия 0.26 МэВ. Не удивительно, что в водяной защите атомного реактора наблюдается красивое свечение (рис.16, γ-излучение, сопровождающее распад ядер, порождает большое число электронов со скоростями, превышающими пороговое значение).

Излучение Черенкова широко используется в физике высоких энергий для регистрации релятивистских частиц и определения их скоростей. Практически все современные детекторы частиц высоких энергий используют черенковские счетчики.

Взаимодействие гамма-излучения с веществом

Высокоэнергетическое электромагнитное излучение — рентгеновское и γ-излучение — непосредственно ионизации почти не производит, сначала происходит преобразование их энергии в энергию электронов. В области энергий до 10 МэВ наиболее существенное значение имеют такие процессы преобразования как фотоэффект, комптоновское рассеяние и эффект образования пар.

При фотоэффекте квант поглощается атомом и освобождается один из электронов атома. Энергия кванта hυ расходуется на вырывание электрона ε Рис.17 Сечение фотоэффекта и сообщение ему кинетической энергии T_е

Более подробно об открытии и свойствах явления можно познакомиться в лекции. Фотоэффект возможен только на связанном электроне. Для рентгеновского и γ-излучения это электроны внутренних оболочек атомов (K-, L-. оболочки). Чем меньше связь электрона в атоме по сравнению с энергией кванта, тем менее вероятен фотоэффект. Это обстоятельство определяет основные свойства фотоэффекта: зависимость эффективного сечения от энергии кванта (рис.17) и от заряда ядра. Из рис.17 видно, что при больших энергиях γ-квантов вероятность фотоэффекта мала, она возрастает, пока энергия кванта не сравняется с энергией ионизации ε_K для К-оболочки атома (hυ=ε_K). Начиная с hυ 5 , поэтому эффект особенно существенен для тяжелых веществ.

Спектр электронов, выбиваемых при фотоэффекте, — линейчатый, так как в (12) энергия связи ε меняется дискретно.

Комптоновское рассеяние или эффект Комптона — это упругое столкновение фотона с одним из атомных электронов (см. подробнее в лекции). Оно имеет место, когда энергией связи электрона в атоме ε можно пренебречь (hυ>>ε). При этом часть энергии фотона передаётся электрону, рассеянный квант имеет меньшую частоту υ’:

Для энергии рассеянного кванта имеем

Так как угол рассеяния кванта θ может иметь любое значение от 0 до 180 градусов, спектр комптоновских электронов — непрерывный.

Вероятность комптоновского рассеяния пропорциональна числу электронов в атоме Z и имеет максимум в области энергий hυ

Эффект образования пар имеет место, если энергия первичного кванта больше удвоенной энергии покоя электрона

При столкновении с атомом образуется пара электрон-позитрон. Позитрон, замедлившись, аннигилирует с одним из атомных электронов. Рис.18 Коэффициенты поглощения 3-х эффектов

Таким образом, при этом эффекте энергия кванта преобразуется в энергию движения заряженных частиц и энергию аннигиляционного излучения. Вероятность процесса пропорциональна Z 2 и растёт с увеличением hυ. Спектр вторичных частиц непрерывный.

В общем (при hυ>2mc 2 ) могут иметь место все три эффекта, но следует заметить, что при малых энергиях, особенно в тяжёлых материалах, преобладает фотоэффект, при больших — эффект образования пар. В лёгких веществах в диапазоне энергий 0,1 — 10 МэВ в большинстве случаев взаимодействия происходит комптоновское рассеяние.

Пусть моноэнергетический пучок γ-квантов падает нормально на пластинку толщиной x. Обозначим через I(0) интенсивность пучка до его попадания на пластину, а через I(x) — интенсивность прошедшего. Поскольку число выбывших из пучка γ-квантов при прохождении тонкого слоя dx пропорционально dx и числу квантов на глубине x, интенсивность прошедшего в первоначальном направлении (в прошедший пучок не попадают рассеянные кванты) будет меняться по экспоненциальному закону

Здесь μ — линейный коэффициент поглощения. Для свинца и алюминия на рис.18 показано, как коэффициенты поглощения зависят от энергии γ-квантов. Лучший поглотитель — свинцовая пластина.

Подведем итог:

• Заряженные частицы теряют энергию в основном на ионизацию и возбуждение атомов, энергия передается электронам практически непрерывно. Для них можно указать величину пробега в веществе.
• Рассеяние происходит в основном на ядрах атомов. Его учет особенно важен для электронов.
• Гамма- излучение ослабляется в результате фотоэффекта, комптоновского рассеяния и эффекта образования пар. Вероятность взаимодействия нейтрального гамма-излучения значительно меньше, чем заряженных частиц, проходимые в веществе расстояния гораздо больше. Закон ослабления экспоненциальный, и поэтому нельзя указать такую толщину поглотителя, через которую не пройдет ни один γ-квант. Можно говорить только о кратности ослабления.

Небольшая демонстрация различий в проникающей способности излучений. После нажатие кнопки «Начнем» Вы увидите мои комментарии к происходящему на экране (черный цвет) и описание действий компьютера после нажатия Вами кнопки «далее» (коричневый цвет). Когда компьютер «занят» (т.е. идет опыт) эта кнопка не активна. Переходите к следующему кадру, лишь осмыслив результат, полученный в текущем опыте. (Если Ваше восприятие не совпадает с моими комментариями, напишите мне!)

Если Вы хотите проверить, как усвоен материал лекции, попробуйте решить несколько простых задач по теме.

Источник

Читайте также:  Как использовать мазь пимафуцин мужчинам способ применения