CC BY
11
ИЗВЕСТИЯ
ТОМСКОГО ОРДЕНА ТРУДОВОГО КРАСНОГО ЗНАМЕНИ ПОЛИТЕХНИЧЕСКОГО
ИНСТИТУТА имени С. М. КИРОВА
Том 140
1965
ОПРЕДЕЛЕНИЕ ЭФФЕКТИВНОЙ ЭНЕРГИИ ВТОРИЧНЫХ ЭЛЕКТРОНОВ В КРИСТАЛЛАХ ЩЕЛОЧНО-ГАЛОИДНЫХ СОЛЕИ ПРИ ОБЛУЧЕНИИ ТОРМОЗНЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ БЕТАТРОНА
В. А. ВОРОБЬЕВ, В. Н. РУДЕНКО
Передача энергии тормозного излучения бетатрона материалу поглотителя происходит, в основном, за счет поглощения вторичных электронов в веществе [1]. Вторичные электроны в материале под действием тормозного излучения бетатрона образуются в результате фотоэффекта, комптон-эффекта и процесса образования пар [2]. Вклад каждого из этих основных процессов взаимодействия электромагнитного излучения с веществом в общее количество вторичных электронов зависит от энергии квантов излучения. Вторичные электроны, образованные тормозным излучением, имеют различную энергию и образуют сплошной спектр, который может быть охарактеризован эффективной энергией спектра. Под эффективной энергией понимается энергия таких электронов, которые имеют такой же коэффициент поглощения в исследуемом материале, как и поток рассматриваемых электронов.
Знание эффективной энергии вторичных электронов дает возможность определить распределение поглощенной дозы в облучаемом объекте, что является важным вопросом в физике твердого тела, радиационной химии, медицине и радиационной дефектоскопии.
В данной работе проведено определение эффективной энергии вторичных электронов, образующихся в хцелочно-галоидных кристаллах КС1, КВг и КЛ под действием тормозного излучения бетатрона и диапазоне энергий 10—30 Мэв на основе экспериментального исследования экстраполированных длин пробегов моноэнергетических электроноз и глубин проникновения вторичных электронов в исследуемые кристаллы.
Исследования распределения дозы по глубине кристаллов при облучении их электронами разной энергии с целью определения длин экстраполированных пробегов электронов проводились измерением ио-низационого тока в миниатюрных ионизационных камер, изготовленных из исследуемых кристаллов и имеющих чувствительный объем 0,2-*-0,4 см3 [3].
Задний фронт кривой распределения дозы по толщине кристалла характеризует глубину проникновения электронов в исследуемые кри-
сталлы и путем продолжения его наиболее прямого участка до пересечения с осью абсцисс получается величина экстраполированного пробега, которая мало зависит от условий эксперимента и поэтому наиболее часто употребляется для определения глубины проникновения электронов в вещество [4].
Величина экстраполированного пробега электронов определяется энергией электронов и зависит от химического состава кристаллов.
С другой стороны, глубина проникновения вторичных электронов, образованных в кристаллах квантами тормозного излучения определялась из положения максимума кривых поглощения тормозного излучения бетатрона в кристаллах, измеренных с помощью тонкостенной ионизационной камеры [5]. Толщина слоя кристаллов перед камерой, соответствующая максимуму кривой поглощения и обеспечивающая эффект электронного равновесия, определяет глубину проникновения электронов энергии, равной эффективной.
Энергия электронов связана с глубиной проникновения в щел очно-галоидные кристаллы калиевого ряда простой эмпирической зависимостью 3, полученной на основе исследования экстраполированных пробегов, которая справедлива для энергии электронов 5—11 Мэв.
Я + В
(1)
Ю 20 30 4О
ЭффектиЬный атомный номер маториола поглотитрля
Рис. 1. Зависимость эффективной энергии вторичных электронов от эффективного атомного номера ще-лочно-галоидных кристаллов при различных максимальных энергиях тормозного излучения
Т =
А
где Т—кинетическая энергия электронов в
Я— экстраполирован-
А. В
ный пробег в г/см2, постоянные, значения которых дано в табл. 1
Таблица 1
Кристалл
КС1 КВг КЗ
Постоянная
А 0,57 0,51 0,46
В 0,5 0,48 0,4(5
Значение эффективной энергии вторичных электронов, полученные по формуле 1, дана ввиду кривых на рис. 1—4, для диапазона энергии тормозного излучения 10 -т- 30 Мэв.
Как видно из графиков рис. 1—4 наблюдается рост эффективной энергии вторичных электронов с переходом к солям с большим атомным номером галогена и относительное увеличение отношения максимальной энергии тормозного излучения бетатрона к эффективной энергии вторичных электронов при возрастании максимальной энергии тормозног« излучения. При выбранной геометрии эксперимента с помощью иониза-
ционной камеры могут быть зарегистрированы только те электроны, направление движения которых близко к оси пучка тормозного излучения.
Ю 20 30 ио 50 Эффективный атомный номер моториала поглотителя
Рис.2. Зависимость отношения максимальной энергии тормозного излучения бетатрона к эффективной энергии вторичиых электронов от эффективного атомного номера щелочно-галоидного соединения.
Энергия вторичных электронов, полученных за счет комптон-эф-фекта, описывается формулой [6].
Е*
Ее = -- ? (2)
1 н--— (1 — соэв)
2 Е*
где в — угол рассеяния кванта,
Ех — энергия кванта до рассеяния.
Е-зф
% ё" х в
с* ^
II И3
1
ксе КВ7
Ю 15 2.0 25
Максимальная энергия тормозного излучения бетатрона
ЗОмэб
Рис. 3. Зависимость эффективной энергии вторичных электронов от максимальной энергии тормозного излучения бетатрона.
При 0 — от (электрон получил направление движения вперед) энергия вторичных комптоновских электронов близка к энергии налетевшегэ кванта.
Средняя энергия спектра вторичных электронов, образованных в результате процесса образования пар, вследствие распределения энергии кванта между позитроном и электроном составляет
Е' = Щ-т0с\ (3)
£
где т9с2 — энергия покоя электрона.
Из формул 2 и 3 видно, что вторичные электроны, образованные комптоновским рассеянием, имеют большую энергию.
В связи с вышесказанным увеличение отношения максимальной энергии тормозного излучения к эффективной энергии вторичных электронов с ростом максимальной энергии тормозного излучения объясняется относительным -увеличением количества вторичных электронов,
образованных за счет процесса образования пар, так как с ростом энергии квантов сечение процесса образования пар увеличивается по сравнению с сечением комптои-эффекта.
Увеличение эффективной энергии вторичных электронов с ростом эффективного атомного номера ще-лочно-галоидного соедине-нения может быть объяснено следующим образом. Положение максимума кривой поглощения в значительной степени определяется зависимостью интенсивности пучка прошедших электронов от толщины кристалла и определяется величиной ионизационных потерь, которые играют основную роль в рассматриваемой области энергий электронов. Поскольку ионизационные потери слабо зависят от эффективного атомного номера, положение максимума от 2эф зависит слабо, но существенно от плотности.
С ростом Z увеличивается полное сечение образования вторичных электронов как за счет комптон-эффекта так и за счет процесса образования пар, причем сечение процесса образования пар растет с большей степени.
Увеличение эффективной энергии вторичных электронов на выходе из кристалла объясняется поглощением низкоэнергетических электронов в кристалле, что приводит к относительному увеличению высокоэнергетической составляющей в спектре вторичных электронов.
ЛИТЕРАТУРА
1. У. Ф а н о, Л. Спенсер, М. Бергер. Перенос гамма-излучения, Госатом-издат, 1963.
2. Экспериментальная ядерная физика. Под ред.. Э. Сегре, т. 1, Издательство иностранной литературы, Москва, 1955.
3. Б. А. К о п о п о в, В. Н. Р у д е п к о. Действие излучений па свойства материалов, Труды конференции, Новосибирск, выпуск 2, стр. 36, 1963.
4. В. Н. Р у д е н к о. Атомная энергия, № 2, 150, 1964.
5. В. А. Воробьев, В. Н. Р у д е н к о. Ослабление узкого пучка тормозного излучения бетатрона в толстых слоях щелочно-галоидных кристаллов. Настоящий сборник.
6. О. И. Л е й п у н с к и й, Б. В. Новожилов, В. Н. Сахаров. Распространение гамма-квантов в веществе. Государственное издательство физико-математической литературы, Москва, 1960.
Е,
ад К Л :
10 20 30
Рис. 4. Зависимость отношения максимальной энергии тормозного излучения бетатрона к эффективной энергии вторичных электронов от максимальной энергии тормозного излучении бетатрона.
