- •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 ,
Плотность
тока фотонов у поверхности среды со
стороны источника вследствие
обратного рассеяния уменьшается; это
происходит потому, что составляющая
тока обратно рассеянных фотонов имеет
противоположный знак по отношению к
составляющей тока первичного
излучения. В среде происходит дальнейшее
уменьшение плотности тока в результате
поглощения излучения.
Возникающим
электронам можно приписать свои
плотность потока и плотность тока ٠،،?.
В
данном примере направленного излучения
электроны имеют преимущественное
направление распространения вперед;
возникшие электроны сами испытывают
рассеяние и поглощение в среде. Плотность
потока электронов Ф،>,
вылетающих с поверхности среды назад
в переднее полупространство, быстро
падает по направлению к источнику
излучения. То же происходит с
плотностью тока которая имеет
отрицательное значение по отношению
к направлению движения первичных
фотонов. В среде плотность тока изменяет
знак, поскольку преимущественное
направление движения ،электронов
совпадает с направлением распространения
первичного излучения. Положение
максимумов определяется значимостью
взаимно конкурирующих процессов.
Фано
показал, что в
изотропном поле фотонного
излучения
(характеристики поля
одинаковы во всех точках пространства)
поток
вторичного излучения (электроны) в
среде неизменного
атомного состава
также изотропен и не зависит от
плотности
среды и изменения плотности
от точки к точке.
Качественно это
можно понять из
следующего.
Пусть
в однородной по плотности и составу
среде поток элек-
тронов с некоторой
фиксированной энергией через данную
пло-
щадку 5 равен Эту площадку смогут
пересечь лишь те элек-
троны, которые
освобождены первичным излучением в
пределах
слоя вещества толщиной,
равной пробегу электронов 7? (рис.
5).
Условно примем, что все электроны
летят по направлению нор-
мали
к площадке 5. Пусть пе—
число
электронов, освобожден-
ных в единице
объема среды.
Рис.
5. Иллюстрация к теореме Фано
(6.1)
^пе(1х
= 8пе
؟
5
=
Уменьшим
плотность среды,
начиная с некоторого
расстояния
٢<7?
и далее, в £ раз. Теперь в
слое толщиной
г
в единице объ-
ема по-прежнему
освобождается
22§ 6. Теорема фано
пе
электронов, а при большей толщине
образуется пе/к
электронов. Изменение плотности
среды приводит к изменению пробега
электронов. Обозначим толщину примыкающего
к площадке 5 слоя, равного пробегу
электронов в этих измененных условиях.
Полагая, что пробег частиц обратно
пропорционален плотности, напишем: 7?1
= ٢+(/?—г)к.
Число электронов, пересекающих площадку
после изменения плотности,
(6.2)
Я»
م
1
٠
دمأااآ+٠ؤك:ة
Подставив
значение £1 в формулу (6.2), получим после
ин- тегрирования ۶حم=صرك٠=اج,
т. е. поток электронов не изме- нился.
Рассуждая
аналогичным образом в случае электронов,
имею- щих другие энергии и направления
движения, получаем под- тверждение
теоремы Фано.
Обосновать
теорему Фано в более общем случае можно
еле- дующим образом. Рассмотрим поле
электронного излучения в безграничной
однородной по составу среде, плотность
которой в общем случае изменяется от
точки к точке. Пусть в этой среде
распределен источник электронов,
мощность которого пропор- циональна
локальной плотности среды; другими
словами, счи- таем, что число электронов,
возникающих в единице объема,
пропорционально плотности среды.
Пусть
ф(£, й,
г) флюенс
электронов, обладающих
энергией
Е
в интервале с1Е
и летящих в направлении й
в
пре- делах телесного угла (1
й около
точки, определяемой радиусом- вектором
г;
к(Е,
г) —линейный
коэффициент любого взаимодействия
элек- тронов с веществом около точки
г;
£(£',
£; й'٠й;
г)1й
— линейный коэффициент таких взаи-
модействий, при которых электрон с
энергией Е'>Е
и направ- лением движения й' приобретает
энергию Е
в интервале с1Е
и направление движения й в интервале
،Уй
*;
5(£,
й,
г) لسه
—число
электронов указанных энергии и
направления, испускаемых источником
в единице объема среды около точки г.
Кинетическое
уравнение, описывающее баланс числа
элек- тронов в единице объема, запишем
следующим образом:
й',
г)^й^£'
= й٧Ф
+ л:Ф. (6.3)
Здесь
и далее мы опускаем запись аргументов,
от которых зависят 5, /г, к, ф.
*
Скалярное произведение векторов Й'٠Й
выступает в качестве аргумента величины
£ потому, что сечение взаимодействия
зависит от угла между начальным и
конечным направлениями движения частиц.
23
Левая
часть уравнения выражает прибыль
электронов в еди٠
нице
объема в энергетическом интервале от
Е
до E-\-dE
в
направлений движения О в пределах
телесного угла ،/Q
за
счет источника и вследствие замедления
электронов с энергией Е'>Е*
летящих
в направлении ؛}'
в пределах угла ٥й'٠
Правая
часть уравнения выражает убыль электронов
данных энергии и направления из единицы
объема, обусловленную как их переносом,
так и актами взаимодействия с веществом.
Действительно, убыль частиц в
результате их переноса вследствие
движения равна дивергенции вектора
тока J.
В
нашем случае ٦
=
ЙФ. Следовательно,
div
J = div (ОФ)
=й grad٧٠{£=٠. (6.4)
Предположим
теперь, что плотность среды во всех
точках, одна и та же и равна р٠.
В этом случае все введенные выше
величины не зависят от пространственных
координат; обозначим их соответственно
Ф(Е;
Q);
к(£.;
٠,
Е-
О' Q);
٢(£,
О).
Очевидно,
٧ф
= 0, и кинетическое уравнение для этого
частного случая имеет следующий вид:
S—
٢
٠
j
٠٠
Е
4к
=
0.
(6.5)
Вернемся
к рассмотрению среды с переменной
плотностью. Пусть плотность изменяется
по закону р(г). Введем величину
относительной плотности £(г) =р(г)/р0.
С точностью до эффекта плотности можно
считать, что линейные коэффициенты
взаимодействия электронов с веществом
пропорциональны плотности среды; кроме
того, мы условились, что мощность
источника также пропорциональна
плотности. Запишем эти условия:
s
= s؛(r);
я:
= ؟٨٢(г);
k
= k^(y). (6.6)
Подставим
выражения (6.6) в кинетическое уравнение
(6.3):
Й٢Ф
=
s
—
я:Ф +٢١
k<M£l'
dE'
Е
4١с
.(г)؛
(6٠7)
Покажем
теперь, что не зависящая от координат
величина Ф удовлетворяет уравнению
(6.7), а следовательно؛
является
решением уравнения (6.3). Для этого
подставим Ф в уравнение (6.7). Поскольку
Ф не зависит от координат, ٧Ф=0
и левая часть уравнения обращается в
нуль; множитель в квадратных скобках
в правой части уравнения (6.7) также
обращается в нуль в соответствии с
уравнением (6.5). Заметим, что правая
часть уравнения (6.7) обращается в нуль лишь в результате подстановки Ф, поскольку ؛؟(г) не равна нулю. Таким образом, Ф удовлетворяет уравнению (6.7). Уравнение (6.7) есть преобразованное уравнение (6.3), поэтому Ф оказывается решением уравнения (6.3). Другими словами, Ф(£, й) = =Ф(Е, О; г), т. е. флюенс электронов не зависит от координат и постоянен для всех точек пространства.
Итак, если мощность источника пропорциональна локальной плотности среды, флюенс электронов в однородной по составу безграничной среде не зависит от плотности среды и изменения плотности от точки к точке.
Если среда находится в изотропном поле фотонного ионизирующего излучения (все характеристики поля не зависят от координат), с точностью до эффекта плотности число электронов, возникающих в каждом элементе объема, пропорционально плотности среды. Таким образом, создаются условия, при которых поле электронного излучения изотропно, что и утверждается теоремой Фано.
Заметим, что эта теорема применима к любому виду первичного излучения, взаимодействие которого со средой приводит к возникновению вторичного излучения.
ДОЗА ИЗЛУЧЕНИЯ