книги из ГПНТБ / Мазин П.Н. Основы ядерной электроники учеб. пособие

пространственно-энергетического распределения плотности потока частиц должен быть изотропным, т.е. иметь одина­ ковую чувствительность во всех направлениях. Если зафик­ сировать точку А , т.е. определять функцию ср(Е, Т) в одной точке пространства, то функция получает название энергетического спектра ЯИ или просто спектра излучения. Аналогично можно из функции ПЗУРППЭ получить более про­ стую характеристику поля У(Е,Т) - пространственно­ энергетическое распределение плотности потока энергии

Я

Следующий этап упрощения заключается в интегрирова­ нии функцийср(£^ъ) и д(Е,г)по энергии частиц, что при­ водит к интегральным характеристикам - пространственно­ му распределению плотности потока частиц и пространст­ венному распределению плотности потока энергии частиц:

Б частном случае, для направленного излучения, та­ кие характеристики, как ОрСг) , J (г~) , понимают как число частиц (квантов) или энергию частиц (квантов), падающих в единицу времени на единицу площади поверхно­ сти, расположенной в точке Т нормально к распро­ странению излучения.

40

Следует всегда помнить, что в большинстве случаев ядерные частицы регистрируются независимо от направле­ ния их движения, т.е. детектор имеет изотропную чувстви­ тельность. Поэтому вышеприведенные определения можно из­ менить, приняв детектор в виде сферы. Это удобно, так как площадь проекции сферы во всех направлениях одина­

тенсивность излучения.

Размерность этих физических величин определяется как число частиц или количество энергии в единицу вре­

или [j(T) J= эв/см2сек. Нетрудно найти соотношения между единицами измерения в системе СИ и Cgg

°Я

Как видно из формулы, плотность тока определяет направ­ ление распространения ядерного излучения. Проинтегриро­ вав по всем энергиям частиц (квантов), получают интег-

41

сальную характеристику поля излучения

Поясним связь между плотностью тока и плотностью потока на примере двух источников, расположенных в точ­ ках А и S (рис. 1.5), излучение которых в точке С

создает суммарное поле. В точку С приходят излучения от источника А с плотностью

о/э , а от источника В - с плотностью Ф& . Нему равна плотность тока в точке С ?

Так как плотность тока есть векторная величина, то ре­ зультирующая плотность тока в точке С равна векторной сумме

h = h V * » ( i . 'v o

а плотность тока частиц (квантов) равна сумме модулей этих векторов

42

ной зеличике ..*эньше, че&! суммарная плотность потока ср. 1ля направленного и параллельного излучения эти величи­ ны будут совпадать. Зо всех же остальных случаях плот­ ность тока по модулю меньше плотности потока частиц, а для двух противоположно направленных потоков с одинако­ вой плотностью результирующая плотность тока равна нулю. Интересно отметить, что для изотропного источника доста­ точно:: мощности результирующая плотность тока также рав­ на нулю, так как б среднем каждому кванту (частице),ле­ тящему в одном направлении, можно противопоставить квант (частицу), летящий з противоположном направлении.

Итак, сравнивая плотность тока частиц и плотность потока частиц, можно следующим образом определить раз­ ращу между ними: величина плотности тока зависит от на­

излучения разница заключается в том, что для регистра­

гистрации плотности потока частиц детектор должен быть сферическим, так как площади проекции сферы в любых на­

43

го источника находится интегрированием этого выражения от о до г :

\/ + h *

Вкачестве другого примера определим плотность по­

тока частиц в точке А 01 шара с равномерно распреде­ ленной по объему активностью, концентрация которой К расп/м3 (рис, 1.7). Самопоглощение и поглощение не учитываем. Как и в предыдущем случае, элементарный объем выбираем в виде кольца:

45

dV =Jdc/$dj)Jdsin 9d<P ,

ровой поверхности, центр которой находится на расстоя­ нии с + г от начала координат. Раскрывая скобки и пе­

реходя к полярным координатам, получаем

f>*cos*6 + f &stnse + cs-£(c + z)cos9+2cz=0

Ь6

или

+ С* - 2 (c+zjcosG +2cz =0 ■

Отсюда

= (с + г )cos6 ± j/(c+г}2cos2&~2cz - c2 ;

J 2 ~ J3! ~ £ ]/(c + ifco5*9 - S.CZ - c l ‘■

Следовательно

oq

к

(P - — L? \/(с + г)гсслг& - 2cz ~c*sin9d6.

2 J

Обозначим (c+z)ccs9 - t . Дифференцируя, полу­

чим

d t sin во/в - - с *■z

Пределы интегрирования будут:

Jf/£<>ct+z*

происходит. Всего, как известно, частица может участво­ вать не более чем в четырех видах взаимодействия: ядерном (сильном), электромагнитном, слабом и гравитацион­ ном. Последнее довольно слабое и при детектировании ядерного излучения обычно не учитывается. Все остальные процессы взаимодействия ЯИ с веществом можно свести г.

вие этих частиц с ядрами наблюдается при высоких энер­ гиях. Нейтральные же частицы взаимодействуют главным образом с ядрами атомов. Эти особенности взаимодейст­ вия излучения с веществом вытекают из строения атома. Ядро в атоме занимает, как известно, небольшую часть его объема. Поэтому, пролетая мимо атома, частица, в за­ висимости от расстояния до ядра, взаимодействует или с полем электронов, которое экранирует поле ядра, или же, при небольшом расстоянии, с электрическим полем ядра. Очевидно, что вероятность последнего процесса мала.

В качестве примера рассмотрим движение протона. Он, пролетая мимо ядра атома на расстоянии, большем или рав­ ном 10“® см, будет испытывать неупругое взаимодействие с электронами, которое относится к электромагнитному. Пролетая мимо ядра на расстоянии, большем или равном

I0- -*-2 см, протон будет испытывать упругое кулоновское рассеяние на электромагнитном заряде ядра. Если же рас­ стояние протона от ядра меньше 10~1г см, то он взаимо­ действует сильным образом, испытывая упругое или неупру­ гое рассеяние на ядре. При встрече протона с электроном он может с очень малой вероятностью взаимодействовать слабым образом с образованием нейтрона и антинейтрино по реакции