- •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 ,
сеяние
электронов в конверторе приводит к
тому, что они проходят в газовом
промежутке путь, несколько больший,
чем расстояние между электродами
h.
Если
а — угол, под которым электрон пересекает
рабочий объем камеры, то эффективное
расстояние, проходимое им в газовом
промежутке:
/i3(J)=/٧cos
а. (79.9)
Среднее
значение cos
а
можно вычислить, зная угловое
распределение электронов и позитронов,
выходящих из конверторов. Величиной
йЭф
нужно заменить значение h
в
формуле (79.8).
Наличие
длиннопробежных 6-электронов приводит
к тому, что фактическая ионизация в
газовом промежутке оказывается несколько
меньше, чем вычисленная по формулам
(79.4) и (79.5). Среднее значение числа пар
ионов на единице пути заряженной частицы
%(£٦>)
в формулах (79.1) и (79.2) вычисляется в
предположении, что вторичные электроны
* полностью расходуют свою энергию в
пределах газового промежутка. Однако
среди вторичных электронов могут
быть такие, которые сами способны
ионизовать газ (6-электроны) и имеют
достаточно большой пробег, чтобы выйти
за пределы газового промежутка. Роль
6-электронов тем выше, чем меньше
газовый зазор, и при использовании
метода разности пар занижение результатов
достигает 12%.
При
учете 6٠электронов,
а также рассеяния заряженных частиц
в конверторе и фотоэффекта можно
получить точность абсолютного
измерения интенсивности около 10%. Такая
же точность обеспечивается
толстостенной камерой и квантометром.
Пучки
тяжелых заряженных частиц (протонов,
дейтронов, тяжелых ионов и т. п.),
получаемые в ускорительных установках,
находят все более широкое применение
в радиобиологических исследованиях;
ускоренные тяжелые частицы применяются
в медицине, а также для воздействия
на различные материалы в целях
изучения и изменения их свойств. Поэтому
все большее значение приобретает
дозиметрия тяжелых заряженных частиц
и особенно (в связи с космическими
полетами) дозиметрия заряженных
частиц высоких энергий.
Поглощенную
дозу заряженных частиц можно определить,
либо непосредственно измеряя энергию,
переданную заряженными частицами
облучаемому объекту, либо расчетным
путем по известным плотности потока
частиц и линейной передаче энергии.
Для тяжелых частиц в принципе можно
применять все экспериментальные
методы дозиметрии; практически, однако,
приходится учитывать особенности
взаимодействия ускоренных тяжелых
частиц с веществом.
*
Здесь — электроны, которые высвобождаются
в процессе ионизации газа заряженными
частицами, попавшими в газовый объем
конвертора.
245§ 80. Дозиметрия ускоренных заряженных частиц
Обладая
значительно большей массой, чем
электроны, тяжелые частицы создают
более направленные пучки, поскольку в
элементарном акте взаимодействия
рассеяние происходит на меньшие углы.
Тяжелые частицы создают большую
плотность ионизации, что часто приводит
к преобладанию колонной рекомбинации
и затрудняет собирание ионов в
ионизационных камерах. При высоких
энергиях частиц возможны специфические
ядерные реакции, которые необходимо
учитывать при оценке поглощенной
дозы.
Средняя
энергия ионообразования для тяжелых
частиц сохраняет приблизительно
постоянное значение. Так, для протонов
с энергиями выше 2 МэВ она может быть
равной 34 эВ. Однако экспериментальных
данных по средней энергии ионообразования
тяжелых частиц высоких энергий
сравнительно мало, и они не всегда
согласуются между собой.
Для
дозиметрии пучков заряженных частиц
практически применяют плоскопараллельные
ионизационные камеры, миниатюрные
камеры с тонкими стенками, люминесцентные
и химические дозиметры, а также
активационные методы; иногда используют
цилиндр Фарадея. В цилиндре Фарадея
собирается заряд, переносимый
заряженными частицами. По величине
собранного заряда можно подсчитать
число частиц.
Плоскую
ионизационную камеру можно применять
в двух вариантах: 1) силовые линии
собирающего электрического поля
перпендикулярны направлению пучка
частиц и 2) силовые линии поля
параллельны пучку.
В
первом случае частицы проходят
параллельно электродам, не касаясь их;
такая ориентировка камеры позволяет
свести к минимуму поглощение частиц
по пути в измерительный объем.
Измерительный объем определяется
площадью сечения пучка и длиной
измерительного электрода; геометрическая
расходимость пучка и рассеяние частиц
вносят некоторую неопределенность в
величину измерительного объема.
Во
втором случае частицы при входе и выходе
из измерительного объема пересекают
электроды по перпендикуляру. Такая
ориентировка камеры позволяет точно
определять измерительный объем. Для
уменьшения поглощения пучка электроды
должны быть по возможности тоньше.
Собирающий электрод в форме диска
окружен охранным кольцом. Площадь
собирающего электрода берется несколько
меньшей, чем сечение пучка. Измерительный
объем определяется площадью собирающего
электрода и глубиной камеры.
Для
плотноионизирующих частиц, если
преобладает колонная рекомбинация,
в камерах первого типа легче обеспечивается
полное собирание ионов.
Взаимодействие
ускоренных заряженных частиц с атомными
ядрами во многих случаях сопровождается
образованием радиоактивных нуклидов.
При облучении биологической ткани
быстрыми заряженными частицами
наведенная активность в основном 246
определяется
изотопами 15О
(7٦/2=2,8
мин), 13Ы
(Г1/2 = Н мин) и 11С
(7٦/2=20,4
мин),
образующимися в реакции (р, рп).
Все эти нуклиды испускают позитроны,
которые в процессе замедления
аннигилируют с электронами. Возникающее
при этом аннигиляционное излучение
можно легко измерить.
Активность
А
облученного участка ткани через время
،
после
прекращения облучения выражается
суммой
А=Ао
ехр (—Л٠)
+Ам ехр (—А٠)
-(-•Ас (—Л٠с،)
> (80.1)
где
Ао,
Ам, Ас — начальные активности радионуклидов
15О,
13Ы
и 11С;
Ло, Хы, кс
— соответствующие постоянные распада.
Измеряя
суммарную активность А
через различные промежутки времени,
можно составить систему уравнений, из
которой легко определить Ао,
Ам и Ас.
Содержание кислорода, азота и углерода
в ткани известно, поэтому при заданных
сечениях реакций можно найти плотность
потока заряженных частиц. Подобный
метод был использован при изучении
пространственного распределения
плотности потока заряженных частиц в
теле облучаемого животного.
Для
абсолютного определения плотности
потока частиц в пучке удобно применять
полиэтиленовые фольги, в которых
активируется нуклид 12С.
Вычисляя
поглощенную дозу по измеренной плотности
потока частиц, следует учитывать
передачу энергии в результате
взаимодействия как с электронами
среды (ионизация и возбуждение атомов),
так и с ядрами. Расчеты показывают, что
в легких веществах можно пренебречь
вкладом в поглощенную дозу ядер- ного
взаимодействия протонов с энергией
ниже 200 МэВ. С увеличением энергии
протонов роль их взаимодействия с
ядрами возрастает; так, при энергии
протонов 660 МэВ вклад в дозу в результате
передачи энергии в ядерных взаимодействиях
составляет 10 % в биологической ткани
и 21 % в свинце *.
Для
дозиметрии тяжелых заряженных частиц
с успехом можно применять ядерные
фотоэмульсии. Вдоль трека заряженной
частицы в эмульсии образуется скрытое
изображение, которое проявляется в
результате химической обработки. Число
проявленных зерен галоидного серебра,
входящего в состав эмульсии, можно
сосчитать, и оно пропорционально
энергетическим потерям заряженных
частиц. При очень больших значениях
йЕ/йх
пропорциональность
нарушается. Диапазон энергетических
потерь, для которых сохраняется
пропорциональность между числом
зерен и величиной (1Е/с1х,
можно расширить, применяя набор
эмульсий различной чувствительности.
Для частиц с большими значениями
(1Е/с1х
счет зерен следует производить в менее
чувствительной эмульсии. Такой набор
можно составить, например, из следующих
типов эмульсий: БР-2 — для регистрации
протонов практически любых энергий,
К — для протонов с энергиями до
150—300 МэВ, Я-2 — для протонов с энергиями
до 50—
*
Расчеты выполнены И. Б. Кеирим-Маркусом
с сотрудниками,
247
100 МэВ, Т-3 — для протонов с энергиями до 30—50 МэВ и П-8— для регистрации многозарядных ионов.
Подсчет числа зерен вдоль трека частиц дает величину йЕ/йх, а общее число треков можно связать с током частиц 7 через поверхность эмульсии за все время облучения. Поглощен، ная доза в веществе эмульсии
Р=/(٥Е/٠, (80.2)
где (йЕ/йх) — усредненное значение энергетических потерь частиц, которое определяется по числу проявленных зерен; г — средний путь, пройденный частицами в слое эмульсии, выраженный в единицах ее толщины. Величину г можно приближенно вычислить в каждом конкретном случае, если известно угловое распределение регистрируемых частиц.