- •Isbn 5-283-02968-9
- •Глава 1
- •§ 1. Основные понятия
- •§ 2. Скалярные характеристики поля излучения
- •§ 3. Дифференциальные характеристики поля излучения
- •§ 4. Векторные характеристики поля излучения
- •§ 5. Токовые и потоковые величины в рассеивающей
- •§ 6. Теорема фано
- •§ 7. Поглощенная энергия излучения
- •§ 8. Линейная передача энергии
- •§ 9. Поглощенная доза
- •§ 10. Экспозиционная доза
- •§ 11. Коэффициент качества излучения. Эквивалентная доза
- •§ 11 Коллективная доза
- •§ 14. Коэффициент передачи энергии излучения
- •§ 15. Электронное равновесие
- •§ 16. Эффективный атомный номер вещества
- •§ 17. Средняя энергия новообразования
- •§ 18. Соотношение брэгга—грея
- •§ 19. Энергетическая зависимость чувствительности дозиметрического детектора в поле фотонного излучения
- •§ 20. Обобщенный принцип дозиметрии
- •§ 21. Вводные замечания
- •§ 22. Закономерности ионизационных камер
- •§ 23. Универсальная характеристика ионизационной камеры
- •§ 24. Закономерности ионизационных амер
- •2/3٠|2باكإب1 непр'/
- •§ 27. Газоразрядные счетчики
- •§ 28. Полостные ионизационные камеры
- •§ 29. Роль 6-электронов
- •Глава 5
- •§ 30. Особенности полупроводниковых детекторов
- •§ 31. Носители электрических зарядов в беспримесном полупроводнике
- •§ 32. Примесные полупроводники
- •§ 34. Уравнение протекания тока через полупроводниковый детектор
- •§ 35. Вольт-амперная характеристика полупроводникового детектора с /,-«-переходом
- •§ 36. Дозиметрические характеристики полупроводниковых
- •Глава 6
- •§ 37. Принцип метода
- •§ 41. Оптические эффекты в люминофорах
- •§ 42. Механизм радиофотолюминесценции
- •§ 43. Радиофотолюминесцентные дозиметры
- •§ 44. Механизм радиотермолюминесценции
- •§ 45. Кинетика термолюминесценции
- •§ 46. Кривая термовысвечивания
- •§ 47. Влияние режима облучения на чувствительность термолюминесцентных дозиметров
- •§ 48. Затухание люминесценции
- •§ 49. Люминесцентные дозиметры
- •§ 50. Фотохимическое действие излучения
- •§ 51. Дозовля чувствительность фотодозиметрл
- •52 ا. Компенсация энергетической зависимости чувствительности. Индивидуальный фотоконтроль
- •§ 53. Радиационно-химические превращения
- •§ 54. Жидкие дозиметрические системы
- •Глава 9
- •§ 57. Преобразование энергии нейтронов в веществе
- •§ 59. Энергетическая зависимость тканевой дозы
- •§ 60. Дозиметрия быстрых нейтронов с помощью ионизационных камер
- •§ 61. Применение пропорциональных счетчиков для дозиметрии быстрых нейтронов
- •§ 62. Сцинтилляционный метод дозиметрии нейтронов
- •§ 63. Активационный метод дозиметрии нейтронов
- •§ 64. Трековые дозиметрические детекторы
- •§ 65. Другие методы дозиметрии нейтронов
- •§ 66. Особенности дозиметрии высокоинтенсивных потоков ионизирующего излучения
- •§ 67. Жидкостные ионизационные камеры
- •§ 68. Ионизационные камеры без внешнего источника напряжения
- •§ 69. Детекторы прямой зарядки (радиационные элементы)
- •§ 70. Твердотельный комптоновский дозиметр
- •§ 71. Применение электретов в дозиметрии
- •§ 72. Тепловое действие ионизирующего излучения
- •§ 73. Одиночный калориметр
- •§ 74. Квазиадиабатическии режим калориметра
- •§ 75. Дифференциальная калориметрическая система
- •§ ٢6. Особенности дозиметрии высокоэнергетического фотонного излучения
- •§ 78. Квантометр
- •§ 79. Метод разности пар ،метод тонких конверторов؛
- •§ 80. Дозиметрия ускоренных заряженных частиц
- •Глава 12
- •§ 81. Общие замечания
- •§ 82. Лпэспектры
- •§ 83. Формирование лпспектров. Средние значения
- •§ 84. Распределение длины пути в сферической полости
- •§ 85. Связь лпэ-распределения с амплитудным спектром
- •§ 86. Метод линейной суперпозиции показаний нескольких детекторов
- •§ 87. Структура ионизации в конденсированных средах
- •§ 88. Основные положения теории неравномерной ионизации
- •§ 89. Рекомбинационный метод
- •§ 90. Предмет микродозиметрии
- •§ 91. Статистическая природа первичной передачи энергии
- •§ 93. Микродозиметрические величины и функции их распределения
- •§ 94. Экспериментальные методы микродозиметрии
- •§ 95. Прикладное значение микродозиметрии
- •§ 96. Пути поступления радионуклидов внутрь организма
- •§ 97. Образование и свойства радиоактивных аэрозолей
- •§ 98. ٥С٥бенн٥сти биологического, действия радиоактивных -аэрозолей
- •§ 100. Формирование дозы излучения инкорпорированных радионуклидов
- •§ 101. Кинетика формирования дозы
- •§ 1٠3. Кинетика продуктов, распада радона на фильтре
- •§ 104. Метод скрытой энергии
- •§ 105. Дозовая функция очечного источника ?-частиц
- •§ 106. Теорема обратимости дозы
- •§ 107. Доза от протяженных источников
- •Глава 15
- •§ 108. Общие замечания
- •§ 109. Расчетные методы дозиметрии р-излучения
- •Элементы метрологии в области ионизирующих излучений и радиоактивности
- •Оптимизация приборной погрешности по экономическому
- •В чем проблема!
- •Два класса дозиметрических величин
- •Переводные коэффициенты
- •Концепция универсальной дозы
- •Представительные фантомно-зависимые величины
- •٥О о 0 0 ٠١0 105 106 107 Энергия, эВ
- •1. Поле ионизирующего излучения
- •2. Доза излучения
- •Глава 3. Физические основы дозиметрии фотонного излучения ٠
- •Г л а в а 8. Фотографический и химический методы дозиметрии фотонно го излучения
- •§ 89. Рекомбинационный метод
- •13. Микродозиметрия
- •Глава 15. Дозиметрия потоков заряженных частиц
- •§ 108. Общие замечания . . ...٠٠٠
- •§ 109. Расчетные методы дозиметрии р-излучения ,
Чтобы
вычислить Р(Еу),
необходимо знать энергетическое
распределение заряженных частиц и долю
энергии электрона й(Ее),
идущую на ионизационные потери.
Пусть
Л٦£)٢,,
Ее)аЕе
—
число заряженных частиц, имеющих энергию
в интервале от Ее
до Ее+^Ее
и образованных у-кван- тами с энергиями
Еу.
Тогда средняя энергия, теряемая на
ионизацию одним электроном:
٢
Р(Ее)Ее^Ег
Ее)<1Ее
ЬЁ[
= . (77.7)
٢
Л٩٩.
Ее)(1Ее
Ее
При
единичном столкновении у-кванта
образуются две заряженные частицы,
т٠
е.
энергия, расходуемая в единичном
столкновении у-кванта на ионизационные
потери, равна 2ЛД. Отсюда
٢
^(ЕС)Е^(Е^
Ее)йЕе
Р(^)
= ٤
А- . (77.8)
٢
٦
Ее)с1Ее
Ее
Формулы
(77.6) и (77.8) позволяют вычислить
чувствительность как функцию энергии
фотонного излучения для разных материалов
стенки камеры.
Измерения
квантометром основаны на том, что при
полном поглощении пучка излучения
энергия, отданная поглотителю, служит
непосредственной мерой интенсивности
излучения.
Представим
себе бесконечно толстый плоский
поглотитель, на который перпендикулярно
падает направленный поток у-кван- тов.
Энергия у-квантов, поглощаемая в таком
поглотителе в единицу времени,
отнесенная к площади поперечного
сечения пучка, должна равняться
интенсивности излучения. Пусть на
глубине х поглотителя расположен
газовый промежуток шириной /г, намного
меньшей, чем пробег электронов и
позитронов в газе. Тогда в силу соотношения
Брэгга — Грея энергия, поглощенная в
слое dx
поглотителя
около газовой полости, будет равна
d(№)
= qW(Sz/Sr)dx. (78.1)
где
q
—
число пар ионов, образующихся в единицу
времени в газовом зазоре единичной
ширины; W
—
средняя энергия новообразования;
(Sz/Sr)
—
отношение ионизационных потерь в
веществе поглотителя и в газе,
усредненное по всем энергиям электронов.
При этом предполагается, что незначительной
долей энергии, расходуемой на ядерные
реакции и изменения в кри
239§ 78. Квантометр
сталлической
структуре, можно пренебречь по сравнению
с энер- гией, идущей на ионизацию и
возбуждение атомов среды.
Если
газовую щель перемещать по толщине
поглотителя, из- меряя ионизационный
ток насыщения, то для полной энергии,
поглощенной в единицу времени во всем
бесконечно толстом блоке, получим
’دى<ع>ائ(خ)٠آ=£ع)
где
ع
-
заряд одного иона٤٠
؛(*)
- ионизационный ток на глуби- не *,
приведенный к единичной ширине газового
промежутка.
Энергетический
спектр каскадных электронов слабо
изменя- ется с изменением глубины
вещества *, поэтому можно пред- положить,
что отношение (Sz/5r)
не
зависит от X.
Зависимость
ионизационного тока ٤٠
от
глубины расположе- НИЯ газового
промежутка называется переходной
кривой. Типич- ный вид переходной кривой
показан на рис. 70. Очевидно, ин- теграл
в формуле (78.2) представляет собой полную
площадь под переходной кривой.
Особенностью переходной кривой явля-
ется то, что начиная с некоторой глубины
Х=1
ее форма хоро- шо описывается экспонентой
ехр[—Цо(х—Z)L
где
Цо приблизи- тельно равно минимальному
коэффициенту ослабления ٩
к
ан- тов в данном веществе. Полную площадь
под кривой можно представить как сумму
двух площадей:
S
٠٢
ت
i(٢
„٤٠ ب دي(د)٤٠
٢ =
دش(د
exp
[—
(د
— l)]dx.
Ö о ٤
Последний
интеграл равен ٤’п/цо,
где ٤٠„
—значение
тока на глу- бине х=1.
Квантометр
представляет собой плоскопараллельную
иониза- ционную камеру, состоящую из
нескольких газовых промежут- ков,
разделенных слоями поглощающего
вещества, при подхо- дящем выборе
интервалов между зазорами и ширины
зазора сумма ионизационного тока от
всех зазоров будет пропорцио- нальна
площади под переходной кривой и,
следовательно, интен- сивности излучения.
Площадь
под переходной кривой до глубины / можно
опреде- лить по одной из формул
приближенного интегрирования. Если
использовать формулу Симпсона (метод
парабол), то площадь под кривой до
глубины I
будет
578.3)
د٤ب„٤٠
+
(2ج٤٠ب..٠
+
ه٤٠ب٤٠2)2ب(بة+٠٠٠+دبب)4]دتم)
где ٤٠1,
٤٠2,
1'3, .٠.
—ионизационный ток в газовых промежутках,
разделенных интервалом *0. Вся площадь
под кривой разделена на четное число
п
участков, в нашем случае 0=0؛.
Полная пло- 240
вдадь
под кривой
٨
+,5
= 5
|٠о
В
квантометре процесс вычисления по
формулам (78.3) и
(78.4) заменяется одним
актом измерения суммарного ионизаци-
онного
тока. Как видно из формулы (78.3),
ионизационная ка-
мера должна иметь
четное число зазоров, разделенных
слоями
вещества толщиной Хо٠
Нечетные
зазоры должны быть в 2 раза
шире четных
и в 4 раза шире последнего зазора. Это
основано
на предположении, что ток
прямо пропорционален ширине за-
.٥٧٧٠
Такая
конструкция камеры обеспечивает
непосредственное
измерение величины
5/. Для учета площади под конечным уча-
стком
кривой можно увеличить ширину последнего
зазора на
некоторую величину Д. Если
исходная ширина последнего зазо-
ра,
на основе которой вычислены все
предыдущие зазоры, рав-
на Н,
то Д=Л/|1о٠
Квантометр
измеряет полную площадь под каскадной
кривой
S,
и
искомая интенсивность излучения
2
) ؛X
1
=
(78.5)
где
5пУч
— площадь поперечного сечения пучка.
Все величины в
формуле (78.5), кроме
5пуч,
можно вычислить, и квантометр мож-
но
применять для абсолютного измерения
интенсивности.
В
соответствии с переходной кривой
необходимо, чтобы тол-
щина поглощающего
вещества в квантометре была не меньше
Диаметр камеры, строго говоря, должен
быть бесконечно боль-
шим, чтобы не
происходила утечка вторичных ٣квантов.
Вто-
ричное фотонное излучение состоит
из рассеянных у-квантов,
аннигиляционных
у-квантов и тормозного излучения. В
камере
конечных размеров такая утечка
неизбежна, и поэтому кванто-
метр,
построенный по указанной выше схеме,
дает заниженные
значения интенсивности.
Возникает необходимость увеличить
из-
меряемый ионизационный ток на
некоторую величину, опреде-
ляемую
утечкой у-квантов. Приближенно эту
величину можно
найти следующим путем.
Если
измерять ток в концентри-
ческих
зазорах равной толщины,
расположенных
на различном рас-
стоянии г
от оси камеры, то мож-
но ожидать, что
изменение тока по
радиусу будет
следовать закону
ехр—[ц(г—Го)], где
Го —диаметр
квантометра. Это утверждение
ОС-
новано на предположении, что
ВТО-
ричные кванты распространяют-
ся
перпендикулярно оси камеры и
многократного
рассеяния их не Рис.
70٠
Переходная
кривая
16—6408
241