Қазақстан республикасының білім және ғылым министрлігі «ҚР Ұлттық ядролық орталық» республикалық мемлекеттік кәсіпорыны

1.2 Сәулеленудің затпен әрекеттесуі

1 Зарядталған бөлшектердің заттармен әрекеттесуі.

2 Тежегіш сәуле.

3 Гамма- сәуленің затпен әрекеттесуі.

4 Әлсіреу коэффициенті.

5 Жартылай әлсіреу қабатының ұғымы.

6 Жылдам, резонансты және жылу нейтрондардың ядролармен әрекеттесуі.
β-бөлшектің затпен әрекеттесуі. Корпускулярлық, электромагниттік ионды сәуленің барлық түрлері тек олардың заттармен әрекеттесуі кезінде байқалады. Сәулелердің заттармен әрекеттесу процесстерін зерттеу дозиметрлік және радиометрлік құралдардың әрекетін және сәулелерден қорғаныс физикасын түсіну үшін қажет.

β-бөлшектермен сәулелейтін радиоактивті заттардың көбі релятивистік емес энергиялы (10МэΒ-қа дейін).

Зат бөлшегінен өткен β-бөлшек атомның электрондары мен ядролары серпімді шашырайды (энергиясын жоғалтпай соғылу) және орбиталды электрондармен серпімсіз соқтығысады. Қарастырылатын аймақтың β-бөлшекті ядролық реакция энергиясын эффективті қимасының аз болуына байланысты ескермеуге болады.

Электрондағы β-бөлшектің бір ретті серпімді шашырауы β-бөлшекті өте аз бұрышқа ауытқытады; шашырау бұрышының үлкен болуы электрондағы көп ретті шашырауы кезінде мүмкін; шашырауды 90⁰ –қа және одан үлкен бұрышқа көбейту ядро атомындағы β-бөлшектің шашырауымен анықталады.

Ауыр зарядталған бөлшектердің тежегіш ортаның атом ядросымен серпімді соқтығысуы кезінде энергия жоғалтуларын ескермеуге болады(бөліну сынықтарынан басқасын).

β-бөлшектің электр өрісі серпімсіз соқтығысу кезінде атомдар мен молекулалардың сыртқы электрондарымен әрекеттесіп, олардың атом ядросымен әрекеттесуін жеңе отырып электрондарды жылдамдатады, бұл иондау процессіне және атомдар мен молекулалардың қозуына, ал кей кезде молекулалардың диссоциациялануына да алып келеді. Осы шартта β-бөлшектер өз энергиясын жоғалтады.

β-бөлшектің релятивистік емес энергиясы үшін жол ұзындығы бірлігіне ионизациялау мен қозуға кеткен орташа энергия Бете формуласым беріледі:

.

(7)

Мұндағы E_β- β-бөлшектің кинетикалық энергиясы, ez- β-бөлшектің заряды; e- электрон заряды; Z-жұтатын заттың реттік номері; N – осы заттың 1см³-тағы атом саны; m₀ – электронның тыныштық массасы; υ – бөлшек жылдамдығы, см/с; ω – атомның қозуының орташа энергиясы.

(1) формуланы қолдану төмендегі шарттармен шектеледі

(8)

,

(9)

мұндағы E_эл- ионизация энергиясы; M- β-бөлшек массасы; ,мұндағы h – Планк тұрақтысы.

(7) формулада энергияны жоғалту Борндық жуықтаумен есептелгендіктен, атомның электронды қабатымен шашыратылған толқын амплитудасы ұйытқымаған түсуші толқынның амплитудасымен салыстырғанда аз болуы керек, бұл (8)-ші критерийді береді. Негізінде бұл шарт β-бөлшектің толық зарядын сақтауға сәйкес келеді. Егер (8)-ші ара қатынас орындалмаса, онда β-бөлшектің электронды қармау немесе жоғалтуы мүмкін.

Борндық жуықтау құлайтын бөлшектер заряды жұтқыш ядросы зарядынан кіші немесе біраз үлкен болуы дұрыс. Сондықтан (7) формула жеңіл зарядтағы бөліну сынықтарын тежеу кезінде жарамсыз. (9) қатынас құлайтын бөлшек жылдамдығы атомдағы электрондар жылдамдығымен салыстырғанда көп еместігін білдіреді.

Жол бірлігіндегі энергияның орташа жоғалту -() мәні тежегіш қабілеті деп аталып, S арқылы белгіленеді.

(6) теңдеудегі логарифмдік көбейткіш -()_ион мәніне аз әсер етеді, сондықтан ионизациялық жоғалту, яғни заттың тежегіш қасиеті де бөлшектің берілген энергиясы үшін 1 см³ жұтқыштардағы электрондар санына пропорционал және бөлшек жылдамдығының квадратына кері пропорционал. Бөлшек жылдамдығының азайуымен β-бөлшектің ортадағы әрбір атомның немесе молекуланың қасында болатын уақытты көбейту есебінен иондық жоғалту, электрондармен алынатын импульс артады, сондықтан атомдардың иондалу мүмкіндігі жоғарылайды.

β-бөлшектің энергиясы шамамен 10³-10⁴ МэВ болғанда иондық жоғалтулар минималды, ал энергияның бұдан кейінгі артуымен ол біртіндеп жоғарылайды.

Зарядталған ауыр бөлшектің атоммен әрбір алғашқы ионды соқтығысуы кезінде бір немесе бірнеше электрон тебілетінін ескеру керек. Бұл электрондардың иондау энергиясынан жоғары ең тез деп есептелінетіндері екінші ретті иондауды тудыра алатынын көп жағдайда ескеруге тура келеді. Мұндай жоғары энергетикалық электрондар д-электрондар деп аталады.

Заттағы β-бөлшектің траекториялары Вильсон камерасынан байқалуы бойынша түзу сызықты, мұнда ұшып өткен β-бөлшек конденсация орталығында тұман тамшыларынан тұратын із қалдырады.

β-бөлшектің моноэнергетикалық шоғырының орташа жол жүру ұзындығы бастапқы энергиясынан, сонымен қатар реттік номерінен, атомдық массасынан және жұтатын зат тығыздығынан тәуелді. Заттағы ауыр бөлшектердің орташа жол жүру ұзындығы газ табиғатана, температурасына және қысымына тәуелді. Ауадағы β-бөлшектің орташа жол жүруі жақсы өлшенген, оның нәтижелері стандартты шарттарға келтірілген (15⁰С және 760мм сынап бағанасы). Мұндай үлгіде алынған орташа жол жүру энергияның бір мәнді функциясы болып табылады. Тәжірибелі нәтижелер негізінде ауадағы β-бөлшектің жол жүруі мен энергиясы арасында эмпирикалық қатынас орнатылған. Гейгер β-бөлшектің жол жүруі мен энергиясы арасындағы эмпирикалық қатынасты (0⁰С және 760мм сынап бағанасы кезінде) келесі үлгімен алған

,

(10)

(10) қатынас 3-тен 8 МэΒ-ке дейінгі диапазонда әділетті. Қарапайымдату үшін келесі теңдеуді қолдануға болады

.

(11)

Әртүрлі заттардағы β-бөлшектің жол жүруін заттың салыстырмалы тежегіш қасиетін S қолдана отырып ауадағы жол жүруі бойынша көрсетуге болады. Салыстырмалы тежегіш қасиет деп ауадағы тежегіш қасиеттің S заттың тежегіш қасиетіне (Z реттік номерімен) S_z қатынасын айтамыз (осы кездегі бөлшектер энергиясы тең деп есептеледі).

Тежегіш қасиетті жолдың сызықтық тежегіш қасиеті - ұзындық бірлігіндегі энергия жоғалту деп көрсетуге болады. Онда салыстырмалы сызықты тежегіш қасиеті:

(12)

мұнда R_бz, R_бауа – реттік саны Z және сәйкес ауадағы заттағы бөлшектің жол жүруі, см;

салыстырмалы массалық тежегіш қасиеті

(13)

Салыстырмалы массалық тежегіш қасиетті заттың атомына да есептеуге болады;

Салыстырмалы атомдық тежегіш қасиеті

,

(14)

мұнда с_z, с_ауа – заттың және ауаның тығыздығы, г/см³; A_z, A_ауа=14,4 – заттың және ауаның атомдық массасы.

Электрондардың заттармен әрекеттесуі.

Электрон көздеріне β-сәуле көздері – электрондар мен позитрондар және түрлі электрондарды жылдамдатқыштар (электростатикалық, циклды, сызықты) - моноэнергетикалық электрондар көздерін шығаратын β- радионуклеидтер жатады. Моноэнергетикалық электрондар көзі ретінде радиоактивті препараттармен шығарылатын β-бөлшектердің магнитті монохроматорларын қолдануға болады.

β-радионуклеидтер β-өту энергиясымен анықталатын Евмакс. нольден максимал мәнге дейін тарайтын үзіліссіз энергетикалық спектрі бар β-бөлшектер шығарады. Егер β-ыдырау бір ғана β-ауысу жолымен пайда болса, онда ол қарапайым, ал бірнеше β-ауысу жолымен болса – күрделі. Күрделі спектрді сәйкес қарапайым парциалды спектрлер санына ажыратуға болады. β-спектрдің күрделі түрінде бірге жүретін γ-сәуле және оған ілеспелі ішкі конверсия элетрондары пайда болады. Конверсионды электрондар кинетикалық γ-ауысу мен атом электронының байланыс энергияларының айырымына тең энергияға ие.

Электрондар заттан өтуі кезінде бір еселі, еселі (шашырау актілерінің біраз саны) және көп еселі серпімді шашырау, сонымен қатар серпімсіз шашырауға бөлінеді.

Бір еселі шашырау қалындығы аз кезде орын алады, мұнда у –серпімді шашырау қимасы, см², N- 1см³-тегі шашырайтын атомдар саны. Үлкен қалыңдықтар кезінде (д≈1/уN) қабат қалыңдығының артуымен көп еселіге ауысатын еселі шашырау орын алады және д>>1/уN кезінде процесті диффузионды деп қарастыруға болады. Көп еселі шашырау кезінде моноэнергетикалық электрондардың жіңішке шоғыры зат қабатынан өтуі кезінде ақырындап кеңейеді.

Серпімсіз шашырау кезінде электрондар (ауыр бөлшектер сияқты) өз энергиясын жұту атомдарының қозуына және иондалуына шығындайды.

Серпімсіз соқтығысу кезінде әрбір соқтығысу актісінде энергияны жоғалту аз. Тіпті электрондардың өте үлкен алғашқы энергиялары үшін ионизациядан қарағанда қозу көбірек ықтимал, ал екінші ретті электрондар небәры бірнеше электронвольтқа тең орташа кинетикалық энергияға ие. Демек, х қалыңдықты қабаттан өту кезінде энергияны толық жоғалту энергияны аз жоғалтудың үлкен санынан құралады.

Электрондардың энергиясын жоғалтуларын зерттеу тәжірибесінің нәтижесі әр түрлі газдарда теориялық мәндермен жақсы келістірілген. Конденсацияланған орта үшін және орташа мен кіші энергиялы (10 Мэв және кіші) электрондар үшін жинақталу тежегіш ортаның атом электрондарының шашырауының үлкен санынан басталады. Көп еселі шашырау берілген қалындықтағы заттағы электронның толық жолын әсерлі ұлғайтады және сәйкес энергия жоғалту мен оның таралуы артады. Үлкен энергия кезінде шашырау онша маңызды емес, бірақ бұл кезде шашумен сипатталатын сәулелеуге энергиясын жоғалту басым болады.

Шашырау нәтижесінде энергия жоғалтуда шоғырдың энергетикалық спектрлері кеңейеді және симметриялы емес болады.

Бор және Бете теориялары салыстырмалық аз энергиялы заттармен электрондардың әрекеттесу процесін жеткілікті дәл сипаттама береді. Осы теорияға сәйкес, жол ұзындығы бірлігін (мысалы, 1см жол) иондау үшін энергияны орташа жоғалту (1) теңдеу формасына ұқсас:

,

(15)

Рентген және γ-сәулелер, ультракүлгін, көрінетін, инфрақызыл сәулелер сияқты электромагниттік тербеліс болып табылады. Барлық айтылған сәулелер түрі үшін кейбір физикалық қасиеттер бірдей. Олардың вакуумдағы таралу жылдамдығы шамамен 3*10⁸м/с, олар шағылысудың жалпы және толқын поляризациясына заңына бағынады. Сәулелердің құрамының айырмашылығы тербеліс жиілігінің айырмашылығымен, яғни толқын ұзындығымен (себебі , мұндағы с – электромагниттік тербелістердің таралу жылдамдығы, Т – тербеліс периоды) анықталады.

Рентген сәулелері рентген түтігінің анодында катодтармен шығарылатын және электр өрісімен жеделденетін электрондардың тежелуі кезінде пайда болады. Осы кезде тежегіш, үзіліссіз және сызықты сипаттамаға ие сәулелер байқалады.

γ-сәуле ішкіядролық текке ие. Ол ядроның қозу күйінен негізгі немесе энергиясы аз күйге ауысқанда пайда болады.

Белгілі физикалық шарттар кезінде γ-сәуле энергиясы элементар бөлшектер – позитрон және электрон – немесе позитрон мен электрон жұбы аннигиляцияланып γ-кванттар беруі кезінде құрылу немесе будың аннигиляция процесстері болуы мүмкін.

Зат арқылы рентген және γ-сәулелердің өтуі кезінде болатын процесстерді зерттегенде классикалық (толқынды) және квантты шашыраумен байланысты сұрақтар қарастырылуы керек.

Моноэнергетикалық, монобағытталған γ-кванттардың тар шоғырының әлсірету заңы.

Жұту-бөгетіне интенсивті моноэнергетикалық, монобағытталған γ-кванттардың тар шоғыры түссін делік. Жұтқыш құрамы сәулелеудің салыстырмалы интенсивтілігін азайтуын анықтайтын қалыңдығы 1 см жұту ортасының қабатынан өтуі кезіндегі әлсіреудің сызықтық коэффициентімен м сипатталады.

Сәулелеу интенсивтілігінің dх қабатынан өтуі кезіндегі өзгеруі -ке тең. Осыдан _.

.

(16)

Алынған формула моноэнергетикалық, монобағытталған γ-кванттардың тар шоғырының интенсивтілігін әлсірету заңын көрсетеді.

.

(17)

Атомдық немесе электрондық коэффициенттер бір атомға немесе бір электронға қатысты әлсіреуді сипаттайды

,

(18)

,

(19)

Сәулеленудің интенсивтілігінің өзгеруін көбінесе әлсіреу коэффициенті м арқылы емес, жартылай әлсіреу қабаты Д_1/2арқылы көрсетеді. Жартылай әлсіреу қабаты деп жұту қабатынан өту кезінде сәуленің интенсивтілігі екі есе азаятын қалыңдықты айтады.

(16) теңдеуді қолдана отырып x= Д_1/2 ескерсек, м және Д_1/2 арасындағы қатынасты табамыз, мұнда I/I₀=1/2=e^-мx немесе e^{-м Д}_1/2 , немесе Д_1/2 мlne=ln2 деп табылады.

Осыдан

.

(20)

(15) формула бойынша алғашқы сәулелеу интенсивтілігін анықтауға болады. «тар шоғырлар» формуласын қолдануға мүмкіндікті тек γ-кванттар шоғырын коллимациялау жолымен алынатын жақсы геометрия сияқты белгілі шарттар кезінде ғана бір және көп еселі шашыраудан өткен кванттарды ескермей алуға болады. Егер шоғырдағы γ-кванттардың алатын орны үлкен болса, онда олар сәулелеудің «кең шоғырлары» деп аталады. Бұл жағдай үшін қорғаныс артындағы параллель шоғырдың сәулелену интенсивтілігі келесі формуламен анықталады:

,

(21)

мұндағы I₀- қорғаныссыз нүктедегі сәулелеу интенсивтілігі; ) – жинақтаудың энергетикалық факторлары. Жинақтаудың энергетикалық факторы квант энергиясынан, жұтқыш заттың реттік номерінен, еркін жүру жолынан тәуелді. Жинақтаудың энергетикалық факторлары сәулеленудің кең шоғырының интенсивтілігінің қорғаныс артындағы тар шоғырдың сәулелену интенсивтілігімен салыстырғанда қанша рет артатынын көрсетеді.

Шынайы жұтылу γ-кванттарының энергиясын электронның кинетикалық энергиясына қайта келтірумен анықталады; ол γ-кванттардың затпен әрекеттесуінің келесі эффектілерімен байланысты:

фотоэлектрлік эффектісімен, ол жұтқыш заттың атомдарынан электрондарды тартып алумен және кинетикалық энергия беруімен сипатталады.

Комтон-эффектісімен, электрондарда γ-кванттардың шашырауымен сипатталады, осы кезде γ-квант энергиясы екі бөлшекке бөлінеді: шашыранды сәуле энергиясы және комптондық электронды беру энергиясы.

Будың пайда болу эффектісімен, ол электрон мен позитронның шығуымен және оларға кинетикалық энергияның берілуі соңында позитронның аннигиляциясы кезінде пайда болады.

Айтылғандарға сәйкес әлсіреу коэффициенті жеке процесстердің әр қайсысын сипаттайтын коэффициенттердің соммасына тең:

мұнда ф - фотоэлектрлік жұтудың сызыктық коэффициенті; у- Комптон- эффектісін сипаттайтын әлсіреудің сызықтық коэффициенті; ч - будың пайда болу эффектісі кезіндегі сызықтық коэффициент; ф_яд- ядролық ауысулар есебінен жұтылудың сызықтық коэффициенті.

Әрекеттесудің екінші түрінде бөлшектердің соқтығысуы кезінде табиғаты өзгереді. (n,β),(n,p),(n,γ),(n,2n), т.б. типтес ядролық реакциялар жүреді және ауыр ядролардың бөлінуі байқалады.

Қандай да бір реакцияның жүру мүмкіндігі у (n, β), у (n,p), у (n, γ), у (n,2n) (жақша ішінде бірінші бомбалаушы бөлшек, екінші ұшып шығатын бөлшек немесе γ-квант жазылады) реакцияларының микроскопиялық қимасымен анықталады.

Микроскопиялық қима ретінде ядро айналасындағы сфера қимасын елестетуге болады. Нейтрон бұл сфераны өте отырып ядромен реакцияға түсуі мүмкін.

Сферадан тыс радиусында әрекеттесу жүрмейді. Микроскопиялық қима шаршы сантиметрмен (см²) және барнмен (1барн=10^-24см²) өлшенеді. Әрбір радионуклид нейтрон энергиясынан тәуелді у белгілі мәнге ие.

Нейтрондар энергиясы 10МэΒ-тен жоғары болған кезде толық эффективті қима мәні тәжірибеде дәлелденген бойынша

.

(22)

Осыдан ядро радиусы

.

(23)

Ядро радиусын масса саны А бойынша толығырақ тәжірибелік зерттеулер 14 және 25 МэВ энергияға ие нейтрондарды қолданумен жасалды. Анықтау көрсеткіші бойынша

(24)

Микроскопиялық қиманы у 1 см³ жұту ортасының ядро санына N көбейтіп, жұтатын заттың 1см³-тегі барлық ядроладың толық қимасын - берілген реакция үшін берілген заттың макроскопиялық қимасын аламыз:

Макроскопиялық қима өлшем бірлігі ұзындық өлшеміне кері шама, см^-1.

Энергияларына байланысты нейтрондарды келесі топтарға бөлуге болады:

- ультрасуық нейтрондар – энергиясы 10^-7эΒ-тан кіші нейтрондар;

- суық нейтрондар – энергиясы 5*10^-3эΒ-тан кіші нейтрондар; Ультрасуық және суық нейтрондар поликристалды торлар арқылы өткен кезде аномальды үлкен өту қасиетімен ажыратылады.

- жылулық нейтрондар, қоршаған ортаның ыдырайтын атомдарымен термодинамикалық тепе-теңдікте тұратын және максвелл таралуына ұмтылатын жылдамдықпен салыстырмалы әлсіз жұтылатын орта арқылы диффундалады. Сондықтан оларды жылулық деп атайды. Олардың жылдамдығы максвелл таралуының максимумына сәйкес E₀=kT энергиясымен сипатталады (T-нейтрондар диффундалатын ортаның абсолютті температурасы, k – Больцман тұрақтысы).

- жылуүсті нейтрондар 0,1эΒ-тен 0,5кэΒ-қа дейінгі энергияға ие.

Жылулық нейтрондардың бөлімдеріне жылуүсті нейтрондарды энергиясы 0,5эΒ-тан кіші нейтрондарды жұтатын кадмий арқылы өткізеді. Кадмий арқылы өткен нейтрондарды кейде кадмиүсті нейтрондары деп те атайды. Жылуүсті немесе кадмиүсті нейтрондары ортаның жылулық тепе-теңдігінде тұрмайды, сондықтан олар максвелл таралуына бағынбайды. Жылуүсті нейтрондары жұту және шашырау орталары арқылы өтуі кезінде негізгі заңына бағынады. Нейтрондар энергиясының анықталған мәндерінде (n,г) реакциясын радиациялық жаулау реакциясы пайда болады.

- аралық нейтрондардың энергиясы 0,5кэΒ-тен 0,2 МэΒ-ке дейін.

Осы энергиядағы нейтрондар үшін затпен әрекеттесудің типтік процессіне серпімді шашырау жатады.

- энергиясы от 0,2-ден 20 МэΒ-ке дейінгі тез нейтрондар серпімді шашыраумен де, серпімсіз шашыраумен де және ақаулық ядролық реакциялардың пайда болуымен де сипатталады.

- өте тез нейтрондар 20МэΒ-тен жоғары энергияға ие. Олар бөлшектің біраз санының ұшып шығаты ядролық реакциямен ерекшеленеді. Нейтрондардың энергиясы 300 МэΒ-тен жоғары болған кезіне ядролардың (өте тез нейтрондар үшін ядролар тұнықтығы) нейтрондармен әлсіз әрекеттесуі және нәтижесінде бомбалаушы ядро бірнеше сынықтар шығаратын «қабаттау реакциясының» пайда болуы байқалады.

Нейтрондардың бөлінуі кезінде туындайтын энергияның 99% тез аумақта жатады. Тез аумақтың басты қасиеті көптеген материалдар үшін мұндағы радиациялық жаулау қимасы төмен және толық қимасында негізгі бөлігін шашырау қимасы алатынында. Серпімсіз шашыраудың болуы тек кейбір энергиядан жоғары – ақаудан жоғары болуы кезінде ғана мүмкін. Серпімсіз шашырау ақауы осы аймақта жатыр: ауыр атомдар үшін (А>100) ақау шамасы шамамен 100 кэВ, жеңілірек ядролар үшін – бірнеше жүз килоэлектронвольт.

Бөліну қимасына қатысты айтатын болсақ, тез аумақ үшін сипатталуы ақау энергиясынан жоғары энергиясы ²³⁸U,²³²Th, т.б. сияқты ауыр ядролардың жұп-жұпты бөліну қимасы нөліне тең емес, бөлінетін нуклидтер - ²³⁵U, ²³⁹Pu, т.б. үшін бұл аймақта бөліну қимасы минималды.
Бақылау сұрақтары:
1 Әрекеттесу қимасына анықтама беріңіз?

2 Макроскопиялық деп қандай қиылысты айтады?

3 β-бөлшектің затпен әрекеттесі процесін түсіндіріңіз?

4 Электронның затпен әрекеттесі процесін түсіндіріңіз?

5 γ- сәуленің затпен әрекеттесі процесін түсіндіріңіз?

6 Әлсіреу коэффициентіне анықтама беріңіз?

7 Жартылай әлсіреу қабаты деп нені атады?

8 Нейтрондардың затпен әрекеттесу процесін түсіндіріңіз?

9 Ядролардың бөліну процесі деген не?