Методы дозиметрии фотонного излучения

8.2.1. Ионизационный метод дозиметрии

Ионизационный метод дозиметрии основан на измерении ионизации в газе, заполняющем детектор. Все газовые ионизационные детекторы представляют собой конденсаторы, в которых пространство между электродами заполнено каким-либо

U + - Å i(t) C R Газовый промежуток Рис. 8.1. Схема ионизационной камеры 2 · 1 · d V (t) · ·                дрейфа: отрицательные ионы движутся к положительно заряженному электроду, положительные – к отрицательно заряженному электроду, вследствие этого в цепи возникает ток, который регистрируется измерительным прибором. При более высоких значениях напряженности поля в результате вторичной ионизации

газом. В зависимости от значения и распределения напряженности электрического поля в газовом промежутке эти детекторы обладают разными свойствами. Так, при сравнительно малой напряженности электрического поля ток, протекающий в электрической цепи, не за-

 

висит от напряжения на конденсаторе и равен произведению заряда электрона на число пар ионов, которые возникают в единицу времени в объеме конденсатора. Типичный детектор такого типа – газонаполненная ионизационная камера (рис. 8.1).

В отсутствие радиоактивного источника ионизация в камере не происходит, и прибор, служащий для измерения тока, показывает ноль. Под действием ионизирующего излучения в газе камеры возникают положительные и отрицательные ионы, которые движутся хаотически. Под действием электрического поля на хаотическое движение ионов накладывается движение дрейфа: отрицательные ионы движутся к положительно заряженному электроду, положительные – к отрицательно заряженному электроду, вследствие этого в цепи возникает ток, который регистрируется измерительным прибором.

При более высоких значениях напряженности поля в результате вторичной ионизации происходит усиление первичного ионизационного эффекта. При этом ток зависит от напряжения на конденсаторе и пропорционален ионизационному эффекту, создаваемому излучением. Такие детекторы называют пропорциональными счетчиками. Наконец, при еще более высоких значениях напряженности поля в конденсаторе возникает разряд, если в объем детектора попадает заряженная частица. Такие детекторы называют газоразрядными счетчиками.

Ионизационные методы регистрации основаны на измерении заряда или тока, создаваемого заряженными частицами при прохождении в газовом промежутке конденсатора. Зависимость ионизационного тока от напряжения называют вольт-амперной характеристикой ионизационного детектора.

На рисунке 8.2 изображена вольт-амперная характеристика цилиндрического ионизационного детектора для всех режимов работы. Кривая 1 соответствует малой ионизации, про-изведенной, например, про­летевшим через газовый объем электроном, кривая 2 соответствует сравнительно большой начальной ионизации (например, при регистрации a-частиц).

lnV

В области 0 – ИК амплитуда импульса увеличивается прямо пропор­ционально приложенному напряжению.

ИК - область работы ионизационной камеры; приложенное электри­ческое поле уже достаточно, чтобы все носители заряда достигали элек­тродов и не успевали рекомбинировать друг с другом, но еще не достаточно для того, чтобы вызвать вторичную ионизацию в газе. Коэффициент газового усиления М этой области равен единице.

А U   Рис. 8.2. Зависимость амплитуды импульса от напряженности элек­трического поля в газонаполненном детекторе с цилиндри­ческой геометрией для всех режимов работы

ПС - область работы пропорционального счетчика; амплитуда им­пуль-сов тока пропорциональна первичной   ионизации,  1 < М < 104. ОП - область ограниченной пропорциональности; эффек-тивный коэф­фициент газового усиления за-висит от начальной ионизации: чем боль-ше начальная ионизация, тем меньше М.

0

ИК

ГМ - область работы счетчика Гейгера-Мюллера, в которой амплитуда им­пульсов тока не зависит от первичной ионизации, а зависит только от напряжения на счетчике. При возникновении в объеме счетчика хотя бы одной пары ионов создается импульс с большой амплитудой.

В дозиметрии основная задача – определение поглощенной энергии в жизненно важных тканях организма человека. Так как эффективный атомный номер этих тканей Z _эфф  7,42 близок к эффективному атомному номеру воздуха Z _эфф = 7,64, то можно определять поглощенную энергию в тканях организма человека по результатам измерения ионизации, создаваемой рассматриваемым излучением в воздухе.

Если в ионизационной камере объемом V образуется n пар ионов в единице объема в единицу времени, и все они достигают измерительных электродов, то в установившемся режиме возникает ток насыщения

,

(8.19)

где   e – заряд одного иона.

Для заполненной воздухом камеры ток насыщения i ₀ имеет простую связь с мощностью поглощенной дозы излучения :

,

(8.20)

где ρ_В – плотность воздуха в камере; w – средняя энергия ионообразования в воздухе.

Умножив обе части равенства (8.20) на время облучения t, получим

,

(8.21)

где Q ₀ – полное количество электричества, образованное в ионизационной камере за время t; D ^B– поглощенная доза излучения в воздухе.

Таким образом, ток насыщения в ионизационной камере пропорционален мощности дозы, а полное количество электричества, образованное за некоторое время, пропорционально дозе излучения за это же время.

Этим определяется дозиметрическое применение ионизационных камер.

Практическое измерение мощности поглощенной дозы фотонного излучения возможно с помощью полостных ионизационных камер, в которых газонаполненная полость окружена твердой стенкой и выполнены условия Брэгга-Грея. Для таких камер соотношение между мощностью поглощенной дозы гамма-излучения в воздухе и током насыщения равно

,

(8.22)

где − соответственно электронные коэффи-циенты передачи энергии гамма-излучения и электронные тормозные способности воздуха и материала стенки камеры; коэффициент а определяется по заряду, образующемуся в единице объема камеры при единичной мощности дозы. Для вывода формулы (8.22) использовались следующие положения: а) из соотношения Брэгга-Грея (8.1) для газовой полости (воздушной) и стенки (Z) следует, что

,

(8.23)

б) в условиях электронного равновесия интенсивности излучения I в стенке и в газовой полости будут равны. Если записать энергию, поглощенную в стенке  и энергию, поглощенную в воздушной полости то в этом случае, когда , получается соотношение

(8.24)

Чувствительность камеры по мощности дозы определяется отношением . Зависимость чувствительности от энергии регистрируемых фотонов называют ходом с жесткостью. Как следует из соотношения (8.22), ход с жесткостью определяется энергетической зависимостью отношения коэффициентов [24], т.к. w, e, V – постоянные величины, а отношение  практически не зависит от энергии фотонов.

Ход изменения отношения оказывается различным в зависимости от соотношения эффективных атомных номеров стенки ионизационной камеры и воздуха и диапазона энергий фотонного излучения   Е _γ (рис. 8.3). 

Нежелательный в дозиметрии ход с жесткостью устраняют изготовлением стенок камеры из вещества, имеющего , например, плексигласа или полистирола. В этом случае , следовательно, для камер с твердыми воздухоэквивалентными стенками в широком энергетическом диапазоне отсутствует ход с жесткостью:  

	(8.25)

   

Рис. 8.3. Энергетическая зависимость чувствительности детектора: Z – эффективный атомный номер детектора; Z ^В – эффективный атомный номер воздуха; , - массовые коэффициенты передачи энергии для вещества детектора (стенки ионизационной камеры) и воздуха соответственно

 

Недостатком описанных ионизационных камер является их низкая чувствительность. Более чувствительны конденсаторные камеры, принцип работы которых основан на разрядке емкости. Система из двух электродов, разделенных высококачественной изоляцией, заряжается внешним источником напряжения до начальной разности потенциалов U _0. В поле ионизирующего излучения разность потенциалов Δ U уменьшается вследствие осаждения на электродах ионов, образованных в газовом объеме камеры V. Соответствующее изменение разности потенциалов служит мерой дозы излучения:

,

(8.26)

где С – межэлектродная емкость; f (U) – эффективность собирания ионов в камере (в отсутствие рекомбинации ионов f (U) = 1); n – количество пар ионов, образующихся в единицу времени в единице объема камеры; е – элементарный заряд; t – время облучения.

Поскольку поглощенная доза за время облучения   D = a · n · t (а – коэффициент пропорциональности, зависящий от размерности величин), чувствительность конденсаторной камеры

.

(8.27)

Чувствительность тем выше, чем больше объем камеры и чем меньше ее электрическая емкость.

Конденсаторные камеры находят широкое применение в качестве индивидуальных дозиметров. Предварительная зарядка камер осуществляется от отдельного источника напряжения. Разность потенциалов (или накопленный заряд) после облучения измеряют либо на отдельном измерительном пульте, либо с помощью специального электрометра, вмонтированного в корпус камеры.

Одним из наиболее чувствительных детекторов в дозиметрии гамма-излучения является газоразрядный счетчик. Число разрядов n _сч в счетчике за единицу времени на единицу площади его поверхности составляет

,

(8.28)

где  φ – плотность потока фотонов; ε – эффективность счетчика.

Поскольку мощность поглощенной в воздухе дозы

(8.29)

(здесь I – интенсивность излучения; – средняя энергия гамма-квантов; – масссовый коэффициент поглощения энергии для воздуха), чувствительность счетчика по мощности дозы будет равна

.

(8.30)

Формулой (8.30) определяется ход с жесткостью газоразрядных счетчиков, который зависит от материала стенки (катода) и обычно особенно велик в низкоэнергетической области (до 0,6 МэВ). До некоторой степени ход с жесткостью можно уменьшить применением сглаживающих фильтров, однако надежнее проводить градуировку счетчиков по излучению такого спектрального состава, который близок к измеряемому.

   8.2.2. Полупроводниковый метод дозиметрии

Принцип действия полупроводниковых детекторов (ППД) в некотором смысле аналогичен принципу действия ионизационных камер, только вместо газа между электродами находится твердое вещество, в котором под действием ионизирующего излучения образуются носители заряда. Плотность вещества чувствительного объема в полупроводнике примерно на три порядка выше плотности газа в ионизационной камере, а энергия образования пары носителей на порядок ниже, что дает увеличение поглощенной энергии в единице объема полупроводника в 10⁴ раз. Высокая чувствительность при небольших размерах – основное преимущество полупроводниковых детекторов. По самому своему названию – полупроводники – это вещества, занимающие в смысле электропроводности промежуточное положение между диэлектриками и проводниками, причем с ростом температуры электропроводность полупроводника быстро увеличивается[25]. Объяснить этот эффект, а также процессы, происходящие в кристаллическом полупроводнике при облучении его ионизирующим излучением, помогает зонная теория твердых тел или, если сказать более строго, квантовая теория состояния энергетических уровней электронов в кристалле.

Кратко сущность модели зонной структуры состоит в следующем. В изолированных атомах электроны занимают дискретные энергетические уровни (K, L, M и т.д.). При объединении N атомов в кристалл последний можно трактовать как гигантскую молекулу, в которой электроны всех атомов обобществлены и которую можно рассматривать как единую квантово-механическую систему. В этой системе электроны близкорасположенных энергетических уровней можно объединить в зоны разрешенных состояний. Нижние зоны (довольно узкие) будут целиком заполнены электронами внутренних оболочек атомов. Хотя структура каждой энергетической зоны дискретна, отдельные уровни будут расположены так близко друг к другу, что всю эту область энергий можно рассматривать как практически непрерывную разрешенную энергетическую зону. Промежутки между разрешенными зонами энергетических состояний называют запрещенными зонами.

Свойства кристаллов определяются, главным образом, электронами, расположенными в верхних энергетических зонах. Последняя зона разрешенных состояний, заполненная электронами, называется валентной зоной, а первая свободная зона разрешенных состояний, в которую могут переходить электроны из валентной зоны при получении достаточной энергии, называется зоной проводимости. Для перемещения электрона из валентной зоны в зону проводимости необходимо сообщить ему энергию, равную ширине запрещенной зоны, разделяющей зону проводимости и запрещенную зону. Вещества, у которых ширина запрещенной зоны составляет ~ 3 эВ, называются полупроводниками, у диэлектриков запрещенная зона гораздо больше, у металлов запрещенная зона практически отсутствует. В металлах электроны под действием внешнего поля при любой температуре могут участвовать в проводимости. В полупроводниках (а иногда и в изоляторах) часть электронов из валентной зоны за счет тепловой энергии может переходить в зону проводимости, где  они также могут свободно перемещаться под действием внешнего поля. При абсолютном нуле полупроводники становятся изоляторами.

Под действием ионизирующего излучения электроны, находящиеся в валентной зоне кристалла-диэлектрика, переходят в зону проводимости, при этом в валентной зоне освобождается место, которое назвали «дыркой». Эта незаполненная вакансия, дырка, замещается другим электроном валентной зоны, у которого не хватает энергии для перехода в зону проводимости. Таким образом, остальные электроны в валентной зоне получают возможность перемещаться под действием электрического поля, внося вклад в ток. Вследствие этого электропроводность в полупроводнике создается не только электронами, перешедшими в зону проводимости, но и электронами в валентной зоне. Электропроводность будет тем больше, чем больше дырок в валентной зоне. Оказалось гораздо удобнее вместо движения электронов в валентной зоне рассматривать движение дырок, приписывая им положительный заряд, по величине равный заряду электрона, и эффективную массу, примерно равную массе электрона. Таким образом, носителями тока в полупроводнике являются электроны в зоне проводимости и дырки в валентной зоне.

Если полупроводником является идеальный кристалл, то плотность электронов, появившихся в зоне проводимости под действием теплового воздействия, будет равна плотности дырок в валентной зоне. Эти электроны и дырки, имеющие возможность двигаться при возникновении электрического поля, определяют собственную проводимость полупроводника. Чем больше электронов переходит из валентной зоны в зону проводимости под действием теплового воздействия, тем больше электропроводность кристалла, и тем меньше он годится к использованию в качестве детектора. Поэтому одно из самых важных свойств вещества для изготовления ППД – удельное сопротивление r, которое должно быть достаточно высоким. При комнатной температуре удельное сопротивление у германия составляет ~ 50 Ом×см, у кремния ~ 2×10⁵ Ом×см; при таких значениях для измерений при комнатной температуре пригоден только кремний, и то только для измерения высокоэнергетичных частиц. Удельное сопротивление значительно увеличится, если снизить температуру детектора. Обычно полупроводниковый детектор охлаждается жидким азотом, температура кипения которого составляет 77 К (−196 °С). Конструкция Ge(Li)-детектора представлена на рис. 8.4.

Кроме собственной существует примесная проводимость, которая обусловлена наличием примесей, всегда присутствующих в реальном полупроводнике. Примесная проводимость еще более усиливает электропроводность полупроводника, ухудшая его свойства при использовании его в качестве детектора. Если атомы примеси имеют на один валентный электрон больше, чем атомы кристалла, то этот лишний электрон приобретает возможность перемещаться по кристаллу, создавая проводимость n -типа[26].

Рис. 8.4. Конструкция Ge(Li)-детектора: 1 – кристалл Ge; 2 – хладопровод; 3 – жидкий азот; 4 – сорбционный насос

Такие примеси, имеющие лишний электрон по сравнению с кристаллом, называют донорными, а полупроводник – полупроводником с электронным типом проводимости. Для четырехвалентных Si и Ge донорными примесями будут являться пятивалентные элементы P, As, Sb. Если атомы примеси имеют на один электрон меньше, чем атомы кристалла, например, трехвалентные B, Ga, Zn, то носителями заряда уже будут дырки. Кристалл в этом случае будет обладать дырочным типом проводимости и называться кристаллом р -типа. Примеси, которые захватывают электроны, называются акцепторными.

В идеальном полупроводнике (с собственным типом проводимости) электроны не могут принимать значения энергии, находящиеся в запрещенной зоне. В примесных полупроводниках в запрещенной зоне появляются уровни, связанные с искажением электрического поля идеальной решетки, которые могут заполняться носителями зарядов. Донорные уровни в полупроводниках n -типа, содержащие «лишние» электроны, располагаются вблизи зоны проводимости – за счет теплового движения электроны с донорных уровней переходят в зону проводимости. Акцепторные уровни в полупроводниках р -типа располагаются вблизи валентной зоны – за счет теплового движения электроны из валентной зоны переходят на акцепторные уровни. Таким образом, проводимость собственных полупроводниковых детекторов обусловлена переходами электронов из валентной зоны в зону проводимости; проводимость примесных полупроводниковых детекторов n -типа обусловлена переходами электронов с донорных уровней в зону проводимости, а проводимость полупроводников р -типа − переходами электронов из валентной зоны на акцепторные уровни. На рисунке 8.5 изображена схема зонной модели энергетических уровней электронов в полупроводниковом кристалле.

 

 

Рис. 8.5. Схема зонной модели энергетических уровней электронов в полупроводниковом кристалле (ЗП – зона проводимости, ЗЗ – запрещенная зона, ВЗ – валентная зона,  − электрон; − дырка)

 

В отличие от ионизационной камеры ток через полупроводниковый детектор протекает и в отсутствие ионизирующего излучения. Наличие этого фонового тока как у собственных, так и у примесных полупроводников делает их почти непригодными для регистрации излучения. Тем не менее, можно создать условия, при которых в полупроводнике образуется область, обедненная свободными носителями – это приведет к увеличению электрического сопротивления, а, как уже говорилось, высокое удельное сопротивление материала является основным условием работы полупроводникового детектора. Тогда ионизирующая частица, проходя через этот обедненный носителями слой, будет образовывать в нем по аналогии с ионизационной камерой пары носителей заряда, в данном случае пару электрон-дырка. Под действием внешнего электрического поля носители зарядов будут достигать электродов, что создаст сигнал во внешней цепи детектора.

Создание обедненной носителями области осуществляется разными способами. Самым распространенным способом является нанесение полупроводника р -типа на поверхность полупроводника n -типа (или наоборот). В месте соприкосновения полупроводников с разными типами проводимости будет происходить диффузия носителей в сторону уменьшения их градиента концентрации, т.е. электроны из полупроводника n -типа будут двигаться в полупроводник р -типа, а дырки будут диффундировать в обратном направлении. В результате в n -слое возникнет некоторый излишек положительно заряженных донорных атомов, равный числу электронов, перешедших в р -слой, а в р -слое вблизи n -слоя – излишек акцепторных атомов с отрицательным зарядом. Таким образом, в области соединения полупроводников с разными типами проводимости образуются равные по величине, но противоположные по знаку пространственные заряды, находящиеся друг относительно друга на очень малом расстоянии[27]. Пространственные заряды, накопившиеся в области соединения полупроводников с разными типами проводимости, образуют электрическое поле, играющее роль потенциального барьера, препятствующего диффузии электронов в р -кристалл и дырок – в n -слой. При этом образуется область с малой концентрацией носителей заряда, т.е. с большим электрическим сопротивлением. Эта область полупроводника, где происходит смена типа проводимости (с электронной на дырочную или наоборот) называется областью р - n -перехода (или n - р -перехода)[28]. Эта обедненная носителями область перехода является основной рабочей областью полупроводникового детектора, ее называют чувствительной областью детектора. При отсутствии внешнего напряжения эта область очень мала (< 10^{-4 см), однако ее можно увеличить, прикладывая к переходу обратное смещение, т.е. к} n -области приложить «плюс», а к р -области – «минус». Приложенное напряжение будет способствовать удалению зарядов друг от друга - в результате чувствительный объем детектора увеличивается  (рис. 8.6).

В зависимости от способа получения р - n -перехода по-лупроводниковые детекторы подразделяются на диффузионные, поверхностно-барьер-ные и литиево-дрейфовые. Поверхностно-барьерные детекторы можно получить при обычных условиях окислением материалов n -типа, например, кремния. При изготовлении диффузионных детекторов требуются высокие температуры (до 800 ºС), что может привести к изменению физических характеристик исходных материалов. Технология изготовления литиево-дрейфовых детек- торов  основана  на напылении

Рис. 8.6. Схема полупроводникового детектора

на   р -материал  лития и последующей его диффузии при высоких  температурах.

Чтобы полупроводниковый детектор мог работать в режиме дозиметрии или спектрометрии, необходимо, чтобы выполнялись следующие условия:

- пробег заряженной частицы должен полностью укладываться в чувствительной области детектора (для косвенно ионизирующего излучения имеется в виду пробег вторичных частиц);

- заряды разного знака, созданные частицей, должны полностью собираться на электроды, чтобы электрический сигнал был пропорционален поглощенной энергии;

- флуктуации выходного сигнала должны быть минимальны, чтобы обеспечить высокую разрешающую способность по энергии (для работы спектрометра);

- для регистрации небольшого сигнала, создаваемого частицей в детекторе, необходимо, чтобы шумовой ток детектора был минимальным (при достаточно высоких напряжениях, прикладываемых к детектору, возможна утечка зарядов по поверхности кристалла).

Подобрать детектор, удовлетворяющий всем этим требованиям, достаточно трудно, однако такие полупроводники как Si и Ge неплохо соответствуют перечисленным параметрам. Так, для того, чтобы пробег частицы укладывался в чувствительном объеме детектора, необходимо выбирать материал детектора с большим атомным номером Z, особенно при регистрации высокоэнергетичных фотонов. Обычно для регистрации g-квантов используют германиевые детекторы с Z = 32 (у кремния Z = 14).

Высокая подвижность носителей электрических зарядов в ППД может обеспечить (в зависимости от размеров рабочей области и разности потенциалов на электродах детектора) времена собирания зарядов ~ 10^-6 – 10^-9 с. Это обусловливает не только высокую разрешающую способность по времени, но и хорошее быстродействие.

Число носителей зарядов, образованных в чувствительном объеме, линейно связано с энергией частицы, потерянной в детекторе. Уникальная разрешающая способность ППД обусловлена тем, что на образование носителей заряда расходуется всего 3 эВ, это существенно уменьшает относительную флуктуацию амплитуд импульсов на выходе детектора. К тому же, чем меньше энергия для образования пары зарядов, тем легче осуществить регистрацию частицы с небольшой энергией (однако в этом случае нужно обеспечить малый шумовой ток[29]).

На практике полупроводниковые детекторы используются для регистрации β-частиц в широком энергетическом диапазоне, а также в γ-спектрометрии и дозиметрии.

В γ-спектрометрии широкое распространение получили гер-маниевые литиево-дрейфовые детекторы, обладающие высоким энергетическим разрешением 0,1 – 1,0 % и высокой чувствительностью регистрации вследствие низкой энергии образования пары носителей ~ 3 эВ против ~ 300 эВ для сцинтилляционных и ~ 30 эВ для газовых детекторов. Недостаток этих детекторов – обязательное охлаждение при хранении.

В последние годы широко используются полупроводниковые детекторы из сверхчистого германия, обладающие еще лучшими спектрометрическими характеристиками. Дополни-тельное преимущество таких детекторов – возможность хранения без охлаждения. Без охлаждения также могут работать и полупроводниковые детекторы на основе GdTl и HgI₂.

Для дозиметрических целей более практичным оказался кремний. Важное достоинство кремниевых детекторов – возможность работы без охлаждения.

Использование полупроводниковых детекторов для измерения доз ограничено заметной зависимостью дозовой чувствительности от энергии излучения. Несмотря на аналогию по механизму действия с ионизационной камерой, в дозиметрическом отношении полупроводниковые детекторы, скорее, похожи на газоразрядные счетчики. Поэтому необходим тщательный анализ и поиски надежного способа компенсации энергетической зависимости чувствительности полупроводни-ковых детекторов.

   8.2.3. Сцинтилляционный метод дозиметрии

Принцип действия. Сцинтилляционный метод в настоящее время является одним из наи­более распространенных методов регистрации ионизирующих излучений. Широкое применение сцинтилляционных детекторов обусловлено прежде всего высокой эффективностью регистрации g-излучения (при определенных условиях эффективность регистрации может приближаться к 100 %), высокой вре­менной разрешающей способностью (длительность импульса 10^-9 – 10^-7 с), а также простотой аппаратуры. Устройство сцинтилляционного детектора пред­ставлено на рис. 8.7.

Сцинтиллятором называется вещество, способное испускать видимое или ультрафиолетовое излучение под действием заряженных частиц. Про­ходя через любое вещество, заряженные частицы создают вдоль своего пути возбужденные атомы, которые испускают фотоны света, но в большинстве случаев 

 фотоны поглощаются в этом же веществе вблизи места своего образо­вания, т.е. обычное вещество непрозрачно для собственного излучения. Сцинтилляторы - вещества, в которых спектр поглощения сдвинут относитель­но спектра испускания в сторону меньших длин волн. Это дает возмож­ность некоторым световым квантам выйти из сцинтиллятора и быть заре­гистрированными (т.е. сцинтиллятор прозрачен для собственного излуче­ния).

Рис. 8.7. Схема, иллюстрирующая принцип работы сцинтилляционного детектора

Энергия светового излучения сцинтиллятора в фотоэлектронных ум­ножителях (ФЭУ) преобразуется в импульсы электрического тока. Объе­динение сцинтиллятора и ФЭУ позволяет регистрировать очень короткие, очень слабые по интенсивности вспышки света.   Класс веществ, способных быть сцинтилляторами, обширен. Так, сцинтилляторами могут быть вещества в любом агрегатном состоянии - твердом, жидком, газообразном. Свойства сцинтиллятора, в основном, определяются механизмом высвечивания в нем. По своим свойствам выделяются две группы сцинтиллято-

ров: неор­ганические кристаллы и орга­нические соединения.

Неорганические сцинтилляторы -всегда кристаллы. Для объяснения процесса высвечивания неорганических сцинтилляторов привлекают зонную теорию твердых тел. Люминесценция (образование световой вспышки) в кристаллах возможна при на­личии так называемых примесных уров­ней, расположенных в запрещенной зоне. Испуска­ние света происходит при переходе электрона ( или дырки) на один из таких уровней, называемых центрами люминесценции. Для увеличения световыхода в кристаллы добавляют специальные примеси - активаторы. Это повышает плотность центров люминесценции, увеличивая тем самым вероятность захвата электронов и дырок на примесные уровни. Для кристаллов NaI и CsI лучшим активатором является таллий (Tl), для LiI – европий (Eu), для ZnS обычно применяют серебро (Ag).

Органические сцинтилляторы. Очень многие органические соеди­нения обладают сцинтиллирующими свойствами. Большая часть органических сцинтилляторов относится к группе ароматических углеводоро­дов, в состав которых входят бензольные кольца. Распространенные орга­нические сцинтилляторы - антрацен, стильбен, раствор терфенила в полистироле и др. Важное преимущество органических сцинтилляторов по сравнению с неорганическими - меньшее время высвечивания (t ~ 10^-9 - 10^-8 с). Высвечивание фотонов в органических сцинтилляторах обуслов­лено электронными переходами в возбужденных молекулах, т.е. люминес­ценция является свойством отдельной молекулы. Благодаря этому люминесцентный процесс не зависит от агрегатного состояния сцинтиллирующего вещества, поэтому возможно неограниченное увеличение объема сцинтиллятора.

Все сцинтилляторы, и органические и неорганические, должны обладать опреде­ленными свойствами, необхо­димыми с точки зрения детек­тирования излучений. Прежде всего сцинтиллятор должен обладать высокой конверсионной эффективно­стью. Конверсионная эффек­тивность h- это отношение энергии световой вспышки к энергии, поглощенной в сцинтилляторе. Конверсионная эффективность сцинтилляторов находится в диапазоне 0,02 - 0,15. В идеальном сцинтилляторе h не должна зависеть ни от природы, ни от энергии регист­рируемых частиц - в этом случае интенсивность световой вспышки будет пропорциональна только энергии, потерянной частицей в сцинтилляторе.

Не все фотоны света, возникающие в сцинтилляционном процессе, достигают фотокатода фотоумножителя. Для уменьшения потерь световых фотонов и увеличения их числа, достигающего фотокатода, обычно стараются наружную поверхность сцинтиллятора сделать такой, чтобы фотоны отражались от нее обратно в детектор, а в месте соприкосновения сцинтиллятора с баллоном ФЭУ, наоборот, обеспечивался бы оптический контакт для уменьшения внутреннего отражения. Вероятность фотону света, образованному в сцинтилляторе, попасть на фотокатод называется коэффициентом светособирания (фотосбора) g; эта вероятность зависит от поглощения световых фотонов в сцинтилляторе, упаковке кристалла, отражателе и стеклянной колбе ФЭУ. Величина g находится в пределах 0,7 – 0,8, однако при использовании однородных оптически прозрачных сцинтилляторов совместно с эффективными рефлекторами удается получить эффективность светособирания около единицы.

Для обеспечения высокой разрешающей способности по времени длительность световой вспышки должна быть малой. Время высвечивания t индивидуально для каждого типа сцинтиллятора и определяется средним временем жизни возбужденного состояния, из которого происходит испускание фотонов.

Таблица 8.1

Характеристики наиболее распространенных сцинтилляторов

Сцинтиллятор	Плотность, г/см3	Время высвечивания τ, нс	Конверсионная эффективность	Эффективный атомный номер, Zэфф*
NaI(Tl)	3,67	230	0,1	50
Стильбен	1,16	30	0,04	5,7
* Z эфф приведен для комптоновского рассеяния

 

Детектор NaI(Tl) считается одним из самых лучших неорганических сцинтилляторов. Этот сцинтиллятор имеет самую высокую конверсионную эффективность[30] и малое по сравнению с другими неорганическими кристаллами время высвечивания. Кристаллы NaI(Tl) могут быть выращены огромных размеров (до 70 см в диаметре и такой же высоты), что позволяет регистрировать g-излучение с высокой эффективностью. В таблице 8.1 приведены характеристики наиболее распространенных сцинтилляторов – неорганического NaI(Tl) и органического стильбена.

Фотоэлектронный умножитель. Поскольку ФЭУ является неотъемлемой частью сцинтилляционного детектора, его параметры также должны удовлетворять некоторым условиям, необходимым для успешной регистрации излучений. Во-первых, спектральная чувствительность фотокатода ФЭУ должна соответствовать спектру частот света, излучаемого сцинтиллятором. Во-вторых, ФЭУ должны обладать высокой конверсионной эффективностью фотокатода, которая означает вероятность того, что фотон выбьет электрон из фотокатода. Конверсионная эффективность фотокатода обычно находится в диапазоне 0,05 – 0,15. Чтобы изготовить фотокатод, тонкий слой соединений сурьмы и цезия (или висмут-серебро-цезий) наносит­ся изнутри на торцевую поверхность вакуумированной стеклянной колбы. Работа выхода[31] для этих соединений мала, к тому же для них характерно наилучшее перекрытие их спектральной чувствительности со спектром испускания большинства сцинтилляторов.

Толщина фотокатода подбирается из следующих соображений. Световой выход с катода зависит от двух процессов - поглощения фотонов в материале ка­тода и выхода электронов из катода. Чем больше толщина фотокатода, тем больше фотонов в нем поглотится (средний пробег фотонов с e ~ 4 эВ в сурьмяно-цезиевом фотокатоде ~ 10^{-5 см). Вероятность выхода электронов из фотокатода, наоборот, уменьшится при увеличении толщины фотокато­да, т.к. она зависит от глубины, на которой был образован электрон в ре­зультате фотоэффекта. Поскольку пробег фотоэлектронов много меньше пробега фотона, из толстого фотокатода (в котором поглотится много све­та) выйдет мало электронов. Через слишком тонкий фотокатод фотоны пройдут без взаимодействия} - в этом случае образуется мало электронов, хотя и с большой вероятностью выхода. Поэтому конверсионная эффективность фотокатода зависит от его толщины. Фотокатод должен быть полупрозрачным для света, и достигается это подбором его тол­щины.

После выхода с катода (энергия испускаемых с фотокатода электронов составляет ~ 1,6 эВ) электроны попадают в ускоряющее и фокуси­рующее поле, направляющее электроны на первый динод. Система динодов служит в ФЭУ для ускорения и умножения потока электронов. Диноды делаются из такого вещества, для которого число вторичных электронов (испускаемых) больше числа первичных электронов, падающих на динод. Отношение числа вторичных электронов к числу первичных называется коэффициен­том вторичной эмиссии и обозначается буквой b. Коэффициен­т вторичной эмиссии зависит от многих факто­ров: от материала динода и состояния его поверхности, от энергии па­дающих электронов, угла падения электронов и т.д. Изготавливаются диноды обычно из материалов сложного состава - сплавов Al-Mg-Si или Сu-А1-Mg. Для этих соединений b может достигать 5 – 7, наиболее вероятная энергия вторичных электронов, испускаемых динодом, составляет ~ 1,5 − 3,5 эВ.

Коэффициент усиления ФЭУ М, численно равный отношению числа электронов, пришедших на анод, к числу электронов, выбитых с фотокатода, можно оценить по формуле М = b ⁿ, где   n - число динодов. Обычно число динодов в ФЭУ равно 10 - 12, а коэффициент усиления ФЭУ M = 10⁵ - 10⁸. Коэффициент вторичной эмиссии b зависит от энергии электронов, падающих на динод. Энергия электронов определяется разностью потенциалов между электродами ФЭУ (обычно на диноды подается напряжение ~ 100 В).

Каждому электрону, поглощенному в сцинтилляторе, соответствует импульс тока в анодной цепи ФЭУ. Следовательно, измерению может подлежать как среднее значение анодного тока i _a, так и число импульсов тока в единицу времени n _сч. В соответствии с этим различают токовый и счетчиковый режимы сцинтилляционного детектора.

Важнейшая характеристика детектора – чувствительность, т.е. его отклик на единицу измеряемой величины. В случае измерения мощности дозы чувствительность дозиметра определяется отношением измеряемого тока i _a к определяемой величине мощности поглощенной дозы в воздухе . Это отношение во многом определяется типом используемого сцинтиллятора.

Чувствительность (в данном случае отношение i _a/ ) должна быть постоянной величиной – независимой от энергии          g-кванта, только тогда будет обеспечена однозначная связь между током i _a и мощностью дозы : i _a = const× . Для сцинтилляционного дозиметра в токовом режиме чувствительность, или отношение анодного тока ФЭУ i _a к мощности поглощенной дозы , равно

,

(8.31)

где е - заряд электрона; h - конверсионная эффективность сцинтиллятора; g – коэффициент светособирания; М - коэф-фициент усиления ФЭУ; h n - средняя энергия светового фотона, возникающего в сцинтилляторе; r _z, V, h - плотность, объем и высота цилиндрического сцинтиллятора; m ^Z - линейный коэф-фициент ослабления g-излучения в сцинтилляторе; , - массовые коэффициенты передачи энергии излучения в сцинтилляторе и в воздухе.

Коэффициент усиления М и средняя энергия световых фотонов h n от энергии первичного излучения не зависят. Принимая также постоянное значение конверсионной эффективности h и светособирания g, можно ввести коэффициент a, объединяющий все входящие в выражение (8.31) величины, не зависящие (или слабо зависящие) от энергии:

.

(8.32)

Тогда формула (8.31) примет вид

.

(8.33)

Как видно из формулы (8.33), чувствительность дозиметра по мощности дозы не является постоянной величиной, а зависит от энергии регистрируемых g-квантов. Это объясняется достаточно большой энергетической зависимостью (ходом с жесткостью) входящих в формулу коэффициентов m ^Z,  и . Для достаточно тонкого сцинтиллятора, когда m ^Z·h << 1, ход с жесткостью сцинтилляционного дозиметра в токовом режиме полностью определяется отношением массовых коэффициентов передачи энергии в воздухе и в сцинтилляторе [32].

 На рисунке 8.3 представлены энергетические зависимости отношения массовых коэффициентов передачи энергии  для веществ с различными эффективными атомными номерами:    Z > Z ^В и Z < Z ^В  (Z ^В – эффективный атомный номер воздуха). Существующие сцинтилляторы имеют эффективный атомный номер либо меньше, чем у воздуха (органические), либо значительно больше (неорганические), поэтому практически все сцинтилляторы обладают существенным ходом с жесткостью.

Удачный способ компенсации хода с жесткостью заключается в использовании комбинированного сцинтиллятора, в котором неорганический сцинтиллятор в мелкодисперсном виде внедрен в органический. Примером могут служить дозиметры ДРГ3-01, -02, -03, имеющие ход с жесткостью 10 - 15 % в области энергий от 30 кэВ до 3 МэВ. Такой результат получен применением сцинтиллирующей пластмассы с добавлением в нее 0,4 % ZnS(Аg).

Для воздухоэквивалентного сцинтиллятора, размеры которого не позволяют пренебречь ослаблением первичного             g-излучения (m ^Z·h ³ 1), зависимость от энергии будет определяться множителем . Линейный коэффициент ослабления m ^Z достаточно сильно зависит от энергии g-квантов (см. рис. 2.11); в большом диапазоне энергий, рассматриваемых в практической дозиметрии,[33] коэффициент ослабления m ^Z с увеличением энергии g-квантов уменьшается. Отсюда видно, что при увеличении энергии g-квантов от нуля до бесконечности отношение  монотонно убывает от единицы до нуля.

Для тонкого сцинтиллятора (m ^Z·h << 1) энергетическая зависимость будет отсутствовать, если сцинтиллятор воздухоэквивалентен по эффективному атомному номеру, т.е. при Z = Z ^В     ()  будет = const.

При работе дозиметра в счетчиковом режиме чувствительность по мощности дозы определяется формулой

.

(8.34)

где  μ^Z – линейный коэффициент ослабления гамма-излучения в сцинтилляторе; S, h – площадь торца и высота сцинтиллятора соответственно; – средняя энергия гамма-квантов.

Кривая зависимости чувствительности от энергии, определяемая формулой (8.34), не имеет горизонтального участка, и ход с жесткостью будет значительным в любом диапазоне энергий. Некомпенсируемая энергетическая зависимость чувствительности ограничивает область применения сцинтилляционных дозиметров в счетчиковом режиме лишь измерением излучений с неизменным спектральным составом.

   8.2.4. Люминесцентные методы дозиметрии

Теория радиотермолюминесценции основывается на зонной теории электронных состояний в твердых телах. Материалы, которые могут быть использованы в качестве термолюминесцентных детекторов, представляют собой твердые изоляторы, обладающие кристаллической решеткой, например, LiF, CaF₂, Al₂O₃, борат магния и т.д.

Рис. 8.8. Механизм радиотермолюминесценции:  − электрон; − дырка

Согласно зонной теории, в идеальном кристалле, состоящем из чередующихся положительных и отрицательных ионов, электрон не может принимать любые значения энергии: существуют зоны разрешенных и запрещенных энергий. Возникновение непрерывных зон энергии объясняется взаимодействием ионов и атомов, входящих в состав кристалла, и происходящими при этом расщеплением и перекрытием электронных уровней отдельных ионов. Зоны разрешенных энергий разделены

областями запрещенных состояний – запрещенными зонами. Обычно рассмат­ривают две соседние энергетические зоны: последнюю, заполненную электронами, зону В (валентную) и первую свободную зону П (про­водимости), между которыми расположена зона запрещенных энер­гий З (рис. 8.8).

Реальные кристаллы обычно содержат различные структурные де­фекты (вакансии), обусловливающие локальные уровни энергии, рас­положенные в запрещенной зоне. Для дополнительного создания вакансий некоторые кристаллы активируются примесями (например, Ag, Mn⁺ и др.). Локальные уровни дефектов решетки кристалла (или уровни примеси) заполнены электронами, если они лежат в нижней части за­прещенной зоны, и свободны, если расположены в верхней ее части.

Под действием ионизирующего излучения электроны, находящиеся  в  валентной зоне, приобретают энергию, достаточную

для  перехода в зону проводимости, т.е. становятся свободными

(переход 1 на рис. 8.8). При этом в веществе образуются одинаковые количества положительных и отрицательных носителей за­ряда - электронов в зоне проводимости и «дырок» в валентной зоне. Эти «дырки», т.е. свободные места, образовавшиеся в валентной зоне вместо ушедших в зону проводимости электронов, теперь могут быть заполнены электронами с уровня V (переход 2)[34]. Возвращение электронов в нижние положения энергетически выгодно. Поэтому электроны из зоны проводимости будут переходить на все энергетические уровни, расположенные ниже – как в валентной, так и в запрещенной зоне. Если уровни расположены достаточно глубоко в запрещенной зоне, то электроны, попавшие туда (переход 3), без дополнительной энергии выйти с этих уровней, называемых ловушками, уже не могут. Таким образом, после воздействия ионизирующего излучения на термолюминесцентный кристалл электроны локализуются на уровнях захвата F в запрещенной зоне (переход 3), а на уровнях V, расположенных вблизи валентной зоны, образуются «дырки» (переход 2). Эти «дырочные» локальные центры, как правило, связаны с атомами примеси.

Для освобождения аккумулированной таким образом в веществе энергии ионизи­рующего излучения необходим дополнительный нагрев кристалла. В ре­зультате нагрева происходит освобождение электронов с F -центров и последующая рекомбинация их с дырками на V -центрах (переход 4). При рекомбинации атом примеси, на котором был образован V -центр, оказывается в возбужденном состоянии (помечено звездочкой на рис. 8.8), которое почти мгновенно переходит в основное состояние с испусканием кванта света. Возникающее при этом свечение называют термолюминесценцией.

Рис. 8.9. Кривая термовысвечивания

Спектр термолюминесценции определяется типом активатора, напри-мер, свечение Ag⁺ дает голубой свет, Mn²⁺- зелено-оранжевый. Отличительной чертой термолюминесценции является разрушение в процессе нагрева центров, созданных под действием ионизирующего излучения.

Свечение термолюминесценции служит мерой поглощенной в детекторе дозы ионизирующего излучения. Процедура измерения дозы с помощью термолюминесцентного дозиметра (ТЛД) сводится к тому, что облу­ченный детектор нагревается с заданной постоянной скоростью и в процессе нагрева измеряется зави­симость интенсивности свечения J от температуры люминофора Т. Типичный вид этой зависимости, называемой кривой термического вы­свечивания (КТВ), показан на рис. 8.9.

Пики на кривой соответству­ют освобождению электронов с определенных уровней захвата, распо­ложенных на различной глубине (уровни энергии F на рис. 8.8) по отношению к зоне проводимости. Форму КТВ определяют два конкурирующих процесса: термическое осво­бождение электронов и опустошение уровней.

Для практических целей дозиметрии обычно применяют люминофоры с КТВ, у которой интенсивность одного (главного) максимума значи­тельно выше остальных. При этом определяют один из двух параметров КТВ: полную светосумму S, выделившуюся в процессе нагрева (интегральный метод), либо максимальную высоту пика J (пиковый метод).

Светосумма S (площадь под КТВ) пропорциональна числу первона­чально захваченных в ловушки электронов, которое в свою оче­редь пропорционально поглощенной дозе. Для определенного типа ло­вушек при заданной скорости нагрева высота пика J также пропорцио­нальна числу захваченных в ловушки электронов, а следовательно, и дозе.

Более широко применяется интегральный метод - он более точный и меньше зависит от технических параметров измерительной установки (скорости нагрева, конечной температуры и т.п.). Однако при интегральном методе необходимо учитывать фединг - спад по­казаний детектора во времени. Фединг обус­ловлен наличием в люминофоре низкотемпературных пиков (самые близкие к зоне проводимости П уровни энергии F на рис. 8.8) и возмож­ностью рекомбинации носителей заряда даже при комнатной темпера­туре. Поправка на фединг пропорциональна соотношению общей площа­ди под КТВ к той ее части, которая ограничена низкотемпературными пиками.

Пиковый метод свободен от этого недостатка, он имеет преимущест­во при измерении малых доз, однако более чувствителен к режиму на­грева.

Поскольку в процессе нагрева люминофоров происходит разрушение центров захвата, возможно лишь однократное получение информации о поглощенной дозе. Для последующего использования ТЛД отжигают при высокой температуре          (~ 400 °С), чтобы полностью освободить центры захвата от электронов, попавших туда при нагревании.

Под дозовой характеристикой люминофора понимают зависимость измеряемого параметра S или J от дозы D. Вид этой зави­симости определяется энергетическим выходом термолюминесценции

,

(8.35)

где Е _Ф - энергия, высвечиваемая люминофором массы m;           Е _П - энергия, поглощенная люминофором массы m; D - погло-щенная в люминофоре доза излучения.

В пределах доз, при которых величина h остается постоянной, дозовая характеристика линейна и можно записать

S = aS ×h× D   или   J = aJ ×h× D,

(8.36)

где a_S и а_J - постоянные коэффициенты. На рисунке 8.10 пред-ставлена зависимость интенсивности люминесценции от дозы. Как видно из рисунка, дозовую характеристику можно разделить на участки: фонового свечения 1 (0 D ₁), линейной зависимости 2 (D ₁ D ₂), насыщения 3. Участок 1 характеризует не ионизирующее излучение, а люминесценцию, обусловленную тепловым свечением, дневным светом, химическими реакциями и т.д.

Рис. 8.10. Зависимость интенсивности термолюминесцении (S или J) от дозы D

В настоящее время в качестве термолюминесцентных детекторов нашли применение монокристаллы фторида лития, активированные магнием и титаном; монокристаллы фторида лития, активированные магнием, фосфором и медью; алюмофосфатные стекла, активированные марганцем; монокристаллы корунда; поликристаллы бората магния, активированные диспрозием. В современных модифика-

циях термолюминесцентный метод обладает очень широким диапазонам по дозам – от 10 мкЗв до 1 Зв по индивидуальному эквиваленту дозы и от 0,1 до 50 Гр по поглощенной дозе.

Механизм радиофотолюминесценции определяется тем, что ионизирующее излучение само может создавать дефекты в кристалле (вакансии и смещение ионов). Образующиеся при этом F -центры рассматривают как систему, обладающую разрешенными дискретными энергетическими уровнями, между которыми возможны переходы, соответствующие испусканию или поглощению квантов энергии. Последующее возбуждение кристалла светом определенной частоты (ультрафиолет) переводит электрон из основного состояния на один из верхних уровней F -центра. Обратный переход на основной уровень сопровождается люминесценцией.

Изложенное поясняет принцип работы радиофотолюминесцентных детекторов: при поглощении ионизирующего излучения образуются F -центры, концентрация которых пропорциональна поглощенной дозе и определяется измерением люминесценции.

Интенсивность радиофотолюминесценции дозиметров, как правило, вначале линейно растет с увеличением дозы, затем достигает максимума и при дальнейшем уменьшении дозы падает. Образованные центры люминесценции не разрушаются в процессе возбуждения дозиметра видимым светом, поэтому измерения дозы могут проводиться неоднократно. С учетом имеющего место некоторого нарастания интенсивности люминесценции после прекращения облучения (эффект «созревания») некоторые типы радиофотолюминесцентных дозиметров сохраняют информацию о дозе в пределах ± 10 % в течение нескольких лет, начиная с двух часов после облучения.

8.3. Физические основы дозиметрии нейтронного
излучения

   8.3.1. Формирование поглощенной дозы нейтронов в
                 биологической ткани

Примерный химический состав мягкой биологической ткани можно выразить формулой «воображаемой тканевой молекулы» (С₅Н₄₀О₁₈N) _х. По числу атомов в биологической ткани первое место занимает водород, а по массе – кислород. Поскольку состав мягкой биологической ткани почти постоянен по основным элементам, преобладание того или иного процесса взаимодействия нейтронов с атомами среды определяется только энергией нейтронов. Из всех процессов взаимодействия нейтронов в живой ткани возможны любые процессы кроме деления.

Передача энергии нейтронов в биологической ткани происходит, главным образом, за счет взаимодействия с веществом вторичных тяжелых заряженных частиц и фотонов, возникающих в результате рассеяния нейтронов на ядрах легких элементов, составляющих биологическую ткань. К этим «переносчикам энергии» относятся протоны отдачи, тяжелые ядра отдачи, продукты ядерных реакций (n,a), (n, p), фотоны, возникающие при радиационном захвате.

Основной вид взаимодействия нейтронов с легкими ядрами – упругое рассеяние.

Ядра отдачи, возникающие при рассеянии нейтронов с энергией менее 10 кэВ, в большинстве своем не обладают энергией, достаточной для ионизации, поэтому их вклад в поглощенную дозу незначителен. Претерпевая упругое рассеяние, такие нейтроны быстро замедляются до тепловых энергий, при которых нейтроны уже имеют большую вероятность захвата ядрами составляющих среду элементов. Наибольшее значение при взаимодействии тепловых нейтронов с элементами ткани имеют две реакции: радиационный захват ядрами водорода ¹Н(n, g)²Н и реакция на ядрах азота с вылетом протона ¹⁴N(n, p)¹⁴C. Возникающие при радиационном захвате на водороде g-кванты имеют энергию e_g = 2,23 МэВ, при взаимодействии с тканью эти g-кванты могут дать существенный вклад в дозу. В реакции на азоте возникают протоны с энергией 0,62 МэВ и ядра ¹⁴C. Протоны практически все поглощаются в месте своего возникновения в отличие от        g-квантов радиационного захвата, имеющих длину свободного пробега в ткани около 22 см.

Таким образом, при взаимодействии медленных нейтронов с тканью основная доля поглощенной энергии приходится на вторичное излучение, возникающее, во-первых, в процессе захвата тепловых нейтронов водородом и, во-вторых, в процессе реакции на азоте с вылетом протонов. Вклад в поглощенную дозу от g-квантов радиационного захвата примерно в 20 раз больше, чем вклад, обусловленный протонами. На рисунках 8.11 и 8.12 приведены поглощенные дозы, обусловленные различными процессами взаимодействия нейтронов в зависимости от толщины биологической ткани.

Глубинные тканевые дозы нейтронов, представленные на рис. 8.11, 8.12, были рассчитаны Снайдером для случая нормального падения широкого пучка моноэнергетических нейтронов на переднюю поверхность расположенного в вакууме бесконечного блока тканеэквивалентного материала толщиной      30 см.

Вклад в дозу g-квантов и протонов определяется размерами биологического объекта. При облучении больших объемов определяющий вклад в дозу дают захватные g-кванты; при уменьшении размеров объекта уменьшается роль захватных g-квантов и возрастает долевое участие протонов.

 

DR x100 Dn Dp Dγ Рис. 8.11. Глубинные тканевые дозы нейтронов с энергией 0,1 кэВ:      Dр – протоны; DR – тяжелые ядра отдачи; D g Понравилась статья? Добавь ее в закладку (CTRL+D) и не забудь поделиться с друзьями:   6789101112  Сейчас читают про: Конституционно-правовые нормы: понятие, особенности и виды Анализ финансового состояния предприятия Индукция и дедукция. Анализ и синтез Анализ актива баланса Правовое положение сословий в Российском государстве в XVIII веке Калибры, виды и назначение. Контроль параметров макрогеометрии деталей калибрами Самый сильный аргумент, почему эволюция человека не могла быть  Знание только тогда знание, когда оно приобретено усилиями своей мысли, а не памятью. © Лев Толстой ==> читать все изречения... 5959 5822 Понравился сайт? Поделись им с друзьями: