- •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 ,
Р=<рЕ. (108.3)
В
тех случаях, когда радиационные потери
незначительны, можно ЛПЭ заменить
тормозной способностью вещества.
Мощными
источниками потоков заряженных частиц
являются ускорители. При использовании
ускорителей возникает необходимость
дозиметрии внешних потоков заряженных
частиц, обладающих различной
ионизирующей способностью в широком
энергетическом диапазоне. Это —
электроны, протоны, а также мюоны и
пионы, которые могут возникать в
высокоэнергетических ускорителях
в процессах ядерных превращений.
Упомянутые частицы имеют одинаковый
заряд, но различаются массой. Мюоны и
пионы, кроме того, нестабильны; их
вклад в дозное поле приходится учитывать
в целях противорадиационной защиты.
При
дозиметрии пучков ускоренных протонов
надо учитывать резкое возрастание ЛПЭ
в конце пробега частицы (пик Брэгга).
В
специальных установках могут
генерироваться также пучки ускоренных
тяжелых ядер.
До
определенной энергии заряженная частица
практически теряет энергию только на
ионизацию, однако этот энергетический
диапазон преобладания ионизационных
потерь зависит от рода частиц. Различия
в свойствах частиц определяют различия
в значениях ЛПЭ (при одинаковой
энергии) и коэффициента качества.
Полный
набор заряженных частиц — от электронов
до тяжелых ядер — встречается в
условиях космического полета.
Большой
вклад в развитие отечественной дозиметрии
пучков высокоэнергетических заряженных
частиц внесли В. Е. Дудкин, Е. Е. Ковалев,
М. М. Комочков, В. Н. Лебедев, В. В. Фролов.
В
следующих параграфах рассматриваются
принципы дозиметрии внешних потоков
(3-излучения и ускоренных частиц.
Мощными
источниками потоков заряженных частиц
являются ускорители. При использовании
ускорителей возникает необходимость
дозиметрии внешних потоков заряженных
частиц, обладающих различной
ионизирующей способностью в широком
энергетическом диапазоне.
В
следующих параграфах рассматриваются
принципы дозиметрии внешних потоков
(3-излучения.
Будем
рассматривать электроны, энергия
которых достаточно низка, так что
потерями энергии на тормозное излучение
по сравнению с ионизационными потерями
можно пренебречь. Так, для энергии
электронов МэВ такое пренебрежение
воз
можно
с максимальной погрешностью ±6%, если
поглощающей средой являются легкие
вещества с атомным номером ٤،13.
Тогда для моноэнергетического излучения
с плотностью потока частиц мощность
дозы в материале с атомным номером 7
Р
= (،٠٩,
где
(йЕ/йх)г
—
тормозная способность вещества 2.
22—6408 337§ 109. Расчетные методы дозиметрии р-излучения
Рассмотрим
направленный пучок электронов, падающий
на
плоский бесконечно толстый
поглотитель под углом 0٠
(рис.
91).
Поглотитель можно считать бесконечно
толстым, если его тол-
щина больше
пробега самых быстрых электронов
спектра. Пусть
фо(٤)—функция
энергетического распределения электронов
в
рассматриваемом пучке до его входа
в поглотитель, так что
q)o(E)dE
есть
плотность потока частиц в интервале
энергий от
Е
до E-[-dE.
По
мере проникновения в глубь поглотителя
будет изменять-
ся угловое и
энергетическое распределение частиц.
Пусть
ф(г, Е,
،٥,
<р)—угловое и энергетическое
распределение плот-
ности потока
частиц в точке Л (г), определяемой
радиусом-век-
тором г(٥
и
ср в скобках обозначают угловые
координаты).
Интегральная
плотность потока в точке А
<fA
٠٢
٠٢ ٠
(Г,
Е,
٥,
y)dEdQ,
.а
плотность тока частиц в этой же точке
jл
= ٠٢
٤
<р
(г, Е,
؟
,٥>)
Я
dEdQ.
Плотность
тока частиц /д через плоскость,
параллельную пе-
редней поверхности
поглотителя и проходящую через точку
Л (г),
равна
проекции плотности тока ja
на
направление, перпенди-
кулярное
рассматриваемой плоскости (см. рис.
91):
/а
= ٢
٠٢
<р
(г, Е,
&, <р) cos
№EdQ.
Путь,
проходимый в слое dx
электроном,
летящим в направ-
٠лении
Я, равен ٥=/٥/cos
٩9١.
Средний
путь всех электронов в слое dx
около
точки Л (г)
определяется
соотношением
У
٢—-—۴(г,
Е,
0» ؟)cosftdFdQ
Ея
٠،° ?а٥
؟٠
٠٢
<p(r,
Е,
ft,
۴)cosft٥£٥2 М
Обозначим
r=dl/'dx\
по
физическому смыслу г
есть луть частицы, выраженный в единицах
толщины слоя
(109.1)
(109.2)
(109.3)
(Ид
=
(109.4)
средний
Те-
перь
мы можем написать следующее выражение
для мощности
,дозы Ра
в
точке А
поглотителя:
г>
Е,
9.)~dEd2)؟٢
٠٢
٩٦-
= dEdQ
؛
(PA
= ^y(r, Е,
Q
٩٩.
\ldE
А٠؟
(109.5)
;338
Чтобы
перейти от плотности потока частиц фА
в точке А
к плотности потока перед поглотителем
фо, введем функцию /ф ослабления плотности
потока
؛Ф==фл/
фо.
Аналогично
можно ввести функцию ослабления
плотности тока
ع/==0ا/د/
= رم/
(фо cos
00),
где
.£/،(£)
٠?٢ =٠?
Подставив
эти функции в формулу (109.5), получим
следую- щее выражение для мощности дозы
в точке А:
Ра
٠مأ<؟
٠
(|)л
٥?
هع(ا)عس
٠
c٥s
V/л
с١л٠
(109-6)
В
ходящая в формулу величина (d,E/dx)A
определяется
дей- ствуюним энергетическим спектром
в веществе поглотителя около точки Л,
а Га
зависит от углового распределения
частиц в этой же точке. Точный теоретический
расчет глубинного спект- ра, углового
распределения и функции ослабления f
при
задан- ных характеристиках ПОЛЯ излучения
до поглотителя в общем случае не
представляется возможным, в основе
этого расчета лежит кинетическое
уравнение для электронов, которое может
быть решено лишь в частных случаях при
упрощающих при- ближениях.
Возможен
другой подход в расчетных методах
дозиметрии, основанный на изучении
тонкого направленного моноэнергетиче-
ского пучка частиц (тонкий луч).
Тонкий
луч можно рассматривать как элементарный
источник. Суперпозицией ПОЛЯ излучения
таких элементарных источников можно
описать поле излучения реального
источника. Этот метод оказался
плодотворным применительно к фотонному
излучению при расчете радиационных
полей в защитных средах (в СССР этот
метод развит о. и. Лейпунским, л. р.
Кимелем, А. м. Пан- ченко). Применительно
к электронному излучению метод тонкого
луча, однако, развит значительно хуже.
Трудности
теоретического анализа ПОЛЯ электронного
излу- чения заставляют использовать
приближенные полуэмпирические методы
расчета дозы.
Один
из таких методов основан на возможности
построения универсальной функции
ослабления мощности дозы fp,
приме-
нимой для широкого диапазона энергий
электронов (Д. п. Оса- нов, Г. Б. Радзиевский).
Анализ
экспериментальных данных показал, что
если тол- щину поглотителя выражать в
долях пробега электронов, то функция
ослабления зависит от углового
распределения исход- ного излучения и
мало зависит от энергии. Метод учитывает
так- 22* 339
же влияние обратно рассеянных частиц. Мощность дозы в бес- конечно тонком слое поглотителя на глубине х можно записать в виде
۶(*) = ٢[1 + Д٠0Г£) -٢٠. Е, Ь^Е, (109.7) Е
где ۶Р(х, £, 0О)—функция ослабления мощности дозы, обуслов- ленного электронами, падающими под углом 0о; Д(٤)—относи- тельный прирост мощности дозы, обусловленный обратно рас- сеянными электронами (дозный коэффициент обратного рассея- ния) , Д (٤) = (Рн—۶о) /۶о; Рн — мощность дозы в тонком поверхностном слое поглотителя, толщина которого й; ۶о— мощ- ность дозы в изолированном тонком слое вещества поглотителя.
Дозный коэффициент обратного рассеяния определяется на основе экспериментальных данных.
Дозный коэффициент обратного рассеяния можно связать с энергетическим коэффициентом обратного рассеяния р(Е), ко- торый равен относительному увеличению энергии излучения пе- ред поглотителем из-за обратно рассеянных электронов:
٠٢ <۶рас(٤٥٤(٤ Р(٦=(٤ ٠—
где фрас (٤)—энергетический спектр обратно рассеянных элек- тронов перед слоем поглотителя.
Полная энергия, поглощенная в облучаемом образце в рас- чете на единицу площади, равна интегралу по мощности дозы по всей толщине образца.
В образце поглотится энергия всех входящих в него электро- нов за вычетом энергии всех обратно рассеянных электронов (толщина образца больше пробега электронов) равна поглощен- ной энергии; для электронов с энергией £о
(1 —р)£٠<ре=٢ Р(х)،/х٥Р(0) ؛М٥(٨х. (109.8)
о
Для поверхностного слоя поглотителя (х=0) функция /р(х) = = 1 по определению. Учитывая это, из формулы (109.7) получаем для моноэнергетических электронов следующее значение мощ- ности дозы в поверхностном слое:
Р(0)٩1٠Д(٠£)٤ ٠). (109.9)
ах
Сравнив формулы (109.8) и (109.9), получим соотношение между коэффициентами р и Д
=(1+Д)٠£)٤).
٠'-) ۶۶ ٠١
340
Коэффициент
р
можно определить экспериментально, а
по нему уже найти коэффициент Д.
Чтобы
окончательно вычислить мощность дозы
по этому методу, необходимо знать
энергетический спектр и угловое
распределение падающего излучения.
В
случае неизвестного спектрального
состава исходного излучения можно
использовать косвенные методы определения
действующих спектров на разных
глубинах поглотителя. Так, метод,
предложенный В. Ф. Барановым, основан
на изучении функции ослабления тока
частиц (х) ٠
Здесь
также используется тот факт, что вид
функции, описывающей ослабление тока
моно- энергетических электронов в
барьерной геометрии, фактически не
зависит от начальной энергии электронов,
а определяется лишь углом падения на
поглотитель. Это позволяет по измеренной
кривой ослабления тока рассчитать
форму глубинного спектра, не имея
детальных сведений об энергетическом
составе падающего на поглотитель
излучения. Мощность дозы определяется
по формуле (109.6). Усредненное значение
{йЕ/йх)А
вычисляют по глубинному спектру.
Средний путь электронов гА
в тонком слое на глубине х
берется из анализа экспериментальных
данных. Оценки показывают (В. Ф. Баранов),
что г«2
при толщине поглотителя О،
Полуэмпирические
методы не всегда дают удовлетворительную
точность определения дозы. Иногда они
пригодны лишь для оценочных расчетов.
Однако практическое удобство этих
методов и трудности теоретического
анализа поля электронного излучения
приводят к интенсивным работам по
усовершенствованию полуэмпирических
методов.
§
110. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ МЕТОДЫ ^ДОЗИМЕТРИИ
Принципиально
все методы дозиметрии фотонного
излучения могут быть использованы для
дозиметрии р-излучения. Применяя тот
или иной метод на практике, следует
учитывать быструю поглощаемость
р٠частиц,
их малый пробег и энергетический спектр.
Распространенный ионизационный метод
наиболее удачно реализуется в
экстраполяционных камерах. Наличие в
сложном р-спектре частиц с низкой
энергией и соответственно с малой
длиной пробега приводит к неравномерной
ионизации по направлению распространения
излучения. С помощью обычной ионизационной
камеры можно получить лишь усредненный
по всему ионизационному объему результат;
это ограничивает точность определения
координат точки, к которой следует
отнести измеренную ионизацию. К
р-излучению применима теория Брэгга—Грея,
если ионизационный объем намного меньше
пробега электронов. Вследствие конечных
размеров ионизационного объема
условия Брэгга—Грея для случая
р-излучения могут быть существенно
нарушены.
341
لاعم
Рис.
92. Типичная зависимость ионизационного
тока ٤٠
в
экстраполяционной камере от расстояния
между электродами Н
Рис.
93. Схема плоскопараллельной
экстраполяционной камеры
Принцип
экстраполяционной камеры заключается
в том, что измеряется ионизация между
электродами, расстояние между которыми
может изменяться. Типичная кривая
зависимости иони- зационного тока ٤'
от расстояния между электродами и
пред- ставлена на рис. 92. Величина
تأ/(غه/٠هلى)=ئо
называется экс- траполяционным током
и представляет собой предельное значе-
ние ионизационного тока насыщения на
единицу ширины зазора: таким образом,
исключается влияние зазора.
Наиболее
употребительна плоскопараллельная
ионизационная камера (рис. 93). ^-Частицы
проходят через передний электрод В
и производят ионизацию газа между
электродами в
и с.
Элек* трод А
служит для выранивания электрического
ПОЛЯ и точного определения ионизационного
объема. Энергия, поглощенная в единице
объема материала электрода в
на границе около за- зора:
\EzWqSzZSh (110.1)
где
№ —средняя энергия ионообразования
в воздухе: ي
—число
пар ионов, образующихся в единице объема
зазора в единицу времени2ك
؛
и
5٢
—тормозная
способность материала переднего
электрода и газа в зазоре соответственно.
Величина а
опреде- ляется по экстраполяционному
току: ،7=،٠3ح3ك)ا),
где وك
— пло-
щадь переднего электродаع؛
—заряд
одного иона.
С
учетом зависимости плотности газа от
температуры и дав- ления мощность
поглощенной дозы ?7, гр/с, в материале
пе- реднего электрода на границе около
зазора при температуре /, ٥с,
и давлении р, мм рт. ст., определяется
формулой
(110.2) .بقكتكآلع4ا3()امم
342
в
этой формуле величина № выражена в
электрон-вольтах: и —
в амперах на 1
см; 3ك
—в
квадратных сантиметрах; ро-плот
ность
газа при р=760 мм рт. ст. и /=о٥с
в граммах на 1 см3.
Меняя
толщину переднего электрода, можно
определить рас-
пределение поглощенной
дозы по глубине.
Для
целей р-дозиметрии можно использовать
сцинтилляци-
онную технику. Однако в
сцинтилляционных дозиметрах с тол-
стыми
кристаллами усреднение дозы по толщине
может привести
к грубым ошибкам.
Изготовление тонких кристаллов,
толщина
которых меньше пробега
электронов, связано с определенными
трудностями.
Дозу (излучения можно определить
достаточно
точно по измеренному с
помощью сцинтилляционного спектро-
метра
спектру (частиц. Пусть ф(£)— флюенс
электронов
с энергией в интервале от
Е
до £سب.
Интегральный флюенс
Ео
электронов
Фо= ت
Ф(£)،/£,
где 0ء-
максимальная энергия
электронов.
Поглощенная доза в материале 2
(110.3) ٠س
إغ)(ج)٠؟ل:2حك
0
где
(2
(ئ/ا£ه
—тормозная
способность вещества 2
для электро-
нов с энергией Е.
Средняя доза, приходящаяся на одну
0-частицу,
определится
соотношением
£لى
(٠ولى/£لى)(ك)<0
ا
2
د
„о
(4.“')
لمأ)٠
Таким образом, средняя доза, приходящаяся на одну части- цу, равна тормозной способности, усредненной по всему спектру. Величина (йЕ1(1х}г зависит от энергии 0-частицы, и эта зави- симость достаточно хорошо известна. Определив эксперимент тально спектр 0-излучения, по известной зависимости (،/£/،/%) г от энергии можно найти (،/£/،/%) ٤, т. е. ٥ь Тогда искомая доза ٥2=٥1Фо, где флюенс Фо измеряется одновременно с энергети- ческим спектром сцинтилляционным спектрометром.
Этот удобный метод 0-дозиметрии разработал К. К. Аглин- цев. Если йЕ/йх выражено в мегаэлектрон-вольтах на 1 г/см2, то ٥, Гр/0-част., равна
٥1=1,6٠10-10٠٥). (110.5)
Спектрометрический метод особенно удобен при дозиметрии 0-излучения от плоских источников. Специальные исследования показали, что ٥1 для данного нуклида и данного типа подложки
343
Р٠излучения.
Пробег р-частиц, обладающих энергией
до несколь٠
ких
сот килоэлектрон-вольт, в материале
фотопленки сравним
с толщиной пленки.
Толщина эмульсии обычно бывает около
6
мг/см2,
а целлулоидной основы — около 26 мг/см2.
При облу-
чении направленным пучком
частиц пленки с двусторонним эмуль-
сионным
слоем электроны с энергиями до 60 кэВ
закончат свой
путь в переднем
эмульсионном слое; электроны с
энергиями
от 60 до 200 кэВ задержатся
целлулоидной основой; электроны
с
несколько большей энергией задержатся
задним эмульсионным
слоем, и лишь
частицы, обладающие энергией выше 250
кэВ,
пройдут через оба эмульсионных
слоя. По мере повышения
энергии частиц
их путь становится более прямолинейным.
Элек-
троны низкой энергии могут иметь
полную длину пути в эмуль-
сионном
слое значительно больше, чем электроны
высокой энер-
гии, длина пути которых
приближается к толщине эмульсии.
Указанные
обстоятельства определяют заметную
зависимость чув-
ствительности
фотопленки от энергии падающих заряженных
ча-
стиц. Наличие светозащитного
экрана не позволяет регистриро-
вать
электроны, пробег которых меньше толщины
экрана.
Помимо энергетической
зависимости существенное значение
име-
ет зависимость чувствительности
от угла падения р-частиц. Сле-
дует
различать чувствительность по дозе и
чувствительность по
потоку частиц.
Угловая зависимость в обоих случаях
различна.
Сравним
чувствительность по дозе и по потоку
для пленки
с бесконечно тонким
эмульсионным слоем, т. е. будем считать,
что
толщина эмульсии значительно меньше
пробега 6-частиц.
Рассмотрим два
случая: диффузионное падение частиц
из всего
полупространства над пленкой
(это может быть, если источники
равномерно
распределены в пространстве над пленкой)
и на-
правленное перпендикулярное
падение Р-частиц.
Пусть
/(0)d0—
число электронов, проходящих через
едини-
цу площади пленки около точки
А
под углом от
0 до 0+٥0
(рис.
94). Другими словами, это есть дифференциальная
плот-
ность тока частиц через поверхность
пленки. Если в единицу
времени в
единице объема пространства над пленкой
dV
воз-
никает
пе
электронов, то функция углового
распределения плот-
ности тока частиц
=
J٥-cos9, (110.6)
v
344
где
интегрирование производится по всему
объему V, из кото- рого частицы могут
достичь пленки؛
г
—расстояние от точки А
до элемента объема dV.
Каждый
элемент объема рассматривается как
точечный ИС- точник, плотность потока
частиц, от которого уменьшается обрат-
но пропорционально квадрату расстояния.
Элемент объема в сферических координатах
dV==r2
sin QdQdrdqр.
Подставляя его значение в выражение
(110.6) и интегрируя по объему, радиус
которого равен пробегу частиц в
пространстве над пленкой /?о, получаем
j(6)ل
٠٢٥ =
0ى
пе
sin
в
cos
sdrdb
= خ
ne
sin Seos bdb. (110.7)
0
Формула
(110.7)
определяет
угловое распределение плотно- сти тока
частиц через пленку при диффузионном
падении.
Оптическая
плотность пленки пропорциональна
полному пути, проходимому заряженной
частицей в заданной лпэ в эмуль- сионном
слое. Если толщина слоя эмульсии равна
ft,
то
частица, попадающая на эмульсию под
углом 0, пройдет путь ft/cos
0.
От- сюда оптическая плотность пленки
при диффузионном падении может быть
определена выражением
$диф
= а 110.8) د7ال
2،=ةلى٢ل
(0)/
ت)
где
а —постоянный коэффициент.
Интегральную
плотность тока частиц получим интегрирова-
нием функции распределения по всем
углам:
إلئ6ي(6)/ت=ه„ع/
Из
формул (110.8) и (110.9) находим значение
чувствитель- ности по плотности тока
частиц при диффузионном падении:
5диф/^٠диф
= 2٥^. (110.10)
Рассмотрим
теперь направленное перпендикулярное
падение. -В этом случае путь, проходимый
каждой частицей в эмульсии, равен
толщине слоя л. Оптическая плотность
пленки при направ- ленном падении
пропорциональна произведению плотности
тока частиц на толщину эмульсионного
слоя; плотность тока в этом случае
совпадает с плотностью потока:
Hanp=۵)٠Hanpft٠
Отсюда
чувствительность при направленном
падении равна
Sh
апр/напр:::،г/г٠ (110.11)
345
источника,
находящегося на расстоянии
пленка и
источник параллельны друг
времени с
единицы площади источника
электронов.
Под углами в пределах
придут электроны
из кольца радиусом
Функцию
углового распределения частиц можно
/(0)٥0
= 2٠
۶٢
со6
؟.
٥р.
записать
Сравнив
выражения (110.10) и (110.11), можно сделать
вывод,
что чувствительность
по плотности тока частиц для тонкого
эмуль-
сионного слоя в случае
ненаправленного диффузионного падения
в
2 раза выше, чем в случае направленного
перпендикулярного
падения.
Рассмотрим
теперь излучение плоского бесконечно
тонкого
у
от поверхности пленки;
другу. Пусть
в единицу
вылетает во все стороны
от
0 до 0+٥0
в точку А
р
и шириной
Так
как
р= у:
г
СОБ 6, = ,8
ج СОЗ
9
ТО
/٠
(0)
вт 6ية.
При
определении оптической плотности
пленки $пл
и плотности тока частиц через ее
поверхность /пл
для плоского источника необходимо
производить интегрирование в пределах
от 6 = 0 до 6=0о, где 0о — предельный угол,
для которого расстояние г
равно пробегу частиц в воздухе 7?.
Электроны, летящие под большим углом,
не долетят до пленки:
لى==8يп5Н
1п ي—
;
2 сов
9٥
н
0
9
.(0٥
1
—СОЗ)،»به
в)،،в)
/ ؛
=
пл/
Заменив
00=1, получим формулу для чувствительности
по плотности тока частиц в случае
моноэнергетических электро- нов,
выходящих из тонкого непоглощающего
слоя:
110.12)
طسلض:تخغ)
/пл
1 غاءذ
При
выводе этой формулы предполагается,
что каждый электрон, попавший в
эмульсионный слой толщиной й, обязательно
пере- сечет его. в действительности при
углах, близких к 00, часть электронов
остановится в эмульсионном слое.
Величина этого эффекта в общем случае
зависит от толщины эмульсии л и рас-
стояния у
между пленкой и источником.
346ن
Рис.
95. Влияние угла падения электронов на
энергетическую зависимость оптической
плотности фотографической пленки:
5
— оптическая плотность при нормальном
падении
Рис.
96. Принципиальная схема кожного дозиметра
Теоретически
чувствительность по дозе для тонкого
слоя не должна зависеть от угла падения
частиц. Действительно, поглощенная
доза в эмульсионном слое пропорциональна
произведению плотности тока частиц
на средний путь одной частицы в слое.
Плотность тока обратно пропорциональна
cos
0,
средний путь пропорционален cos
0,
а их произведение от угла не зависит.
Так как оптическая плотность
пропорциональна поглощенной дозе,
следовательно, и чувствительность по
дозе не зависит от угла падения частиц.
В
действительности наличие светонепроницаемого
экрана и низкоэнергетических частиц
в спектре излучения может привести к
появлению угловой зависимости.
Кроме
того, при большом угле падения путь
электронов в эмульсии увеличивается
настолько, что заметная часть электронов
заканчивает в ней свой пробег. Этот
эффект тем сильнее, чем больше угол
падения. Следовательно, даже для «голого»
эмульсионного слоя конечной толщины
дозовая чувствительность уменьшается
при достаточно большом угле падения
электронов.
Рисунок
95 дает представление о влиянии угла
падения электронов на энергетическую
зависимость оптической плотности
фотографической пленки.
Необходимость
измерять чистое ،3-излучение
для оценки радиационной опасности
возникает довольно редко. Гораздо чаще
требуется производить измерения в
смешанном корпускулярнофотонном
поле излучения. Индивидуальную дозиметрию
в этих условиях можно произвести
фотографическим методом. Для одновременной
оценки степени опасности от различных
видов излучений в смешанном поле
все большее распространение получают
многопольные фотодозиметры.
Внешние
потоки (3-излучения действуют прежде
всего на кожу, поражение которой и
определяет радиационно-индуцированный
эффект. Исследования, выполненные под
руководством Д. П. Осанова, по
установлению связи между поглощенной
дозой в коже и медико-биологическими
показателями ее лучевого поражения
347
привели
к разработке кожного дозиметра, показания
которого адекватны радиационно-индуццрованному
эффекту.
В
структуре живой кожи можно выделить
два слоя: наружный толщиной примерно
7 мг/см2
(70 мкм), состоящий из мертвых клеток,
не чувствительных к излучению, и
чувствительный слой — эпидермис, основу
которого составляют радиочувствительные
базальные клетки. Исследования показали,
что базальные клетки неравномерно
распределены по толщине кожи: максимальная
их концентрация приходится на глубину
в пределах до 100 мкм от поверхности
кожи, затем концентрация базальных
клеток падает до нуля. Базальные клетки
находятся в коже на глубине до 2000 мкм.
Под действием излучения часть базальных
клеток гибнет и их начальное глубинное
распределение изменяется.
Полное
количество базальных клеток в ткани,
приходящееся на единицу площади
поверхности кожи, т١
однозначно
связано со степенью ее лучевого
поражения. Величина ،٩
названа
авторами упомянутого исследования
интегральной клеточностью эпидермиса,
которую и принимают в качестве
количественной характеристики
состояния кожи после облучения.
Интегральную клеточность эпидермиса
т١
можно
представить следующей формулой:
т]
= ٠٢
п
(х) 5 (х) ٥/х, (110.13)
где
п(х)—плотность
распределения концентрации базальных
клеток по глубине кожи х
до
облучения; п(х)йх
—
концентрация клеток на глубине в
пределах от х
до х+،/х;
5(х) —вероятность того, что клетки на
глубине кожи х
после облучения в дозе ٥(х)
не погибнут и сохранят способность к
последующему делению, обеспечивающему
восстановление кожи. Установлена
следующая зависимость 5(х) от дозы:
5(Х)
=
1_{1_ехр
[—0,3٥(х)
]}6’6. (110.14)
Из
формул (110.13) и (110.14) следует, что кожный
дози٠
метр
должен измерять распределение дозы
£>(х), поскольку это распределение
однозначно определяет интегральную
клеточность эпидермиса.
Принципиальная
схема кожного дозиметра Д. П. Осанова
показана на рис. 96. Плоские, тонкие,
чувствительные 6-излучению детекторы
1
помещены в тканеэквивалентную матрицу
3.
Расстояние между детекторами
подобрано так, чтобы плавную до- зовую
функцию О(х)
можно было восстановить с приемлемой
точностью по показаниям трех детекторов.
В одном из вариантов дозиметра
чувствительными детекторами служат
фторопластовые пленки толщиной 40
мкм с внедренным в них фтористым литием.
Детекторы расположены на расстояниях
50, 500 и 1500 мкм от передней поверхности.
Светонепроницаемое входное окно 2
имеет диаметр 15 мм и толщину 1 мг/см2.
Весь дозиметр, 348
таким
образом, представляет собой небольшую
многослойную таблетку, заключенную в
футляр 4.
Дозиметрическую
информацию регистрируют измерением
радиационно-стимулированной
термолюминесценции фтористого лития.
По трем значениям дозы находят три
значения вероятности выживаемости
базальных клеток 51٠
32
и Зз٠
Формула
(110.13) с учетом известной зависимости
п(х)
приводится к следующему приближенному
виду:
т١=0,531+0,332+0,233. (110.15)
Таким
образом, по показаниям дозиметра
определяют интегральную клеточность
т٦,
которая однозначно связана со степенью
лучевого поражения кожи. Процедура
перевода показаний дозиметра в
значения т١
легко
может быть переложена на язык
вычислительной программы и
компьютеризована.
Дозиметр
описанного типа предназначен для оценки
и прогнозирования степени повреждения
кожи при облучении в достаточно
больших дозах, которые могут быть, в
частности, при радиационных инцидентах
и авариях.