Методи спостереження та реєстрації радіоактивного випромінювання

Більшість методів спостереження і реєстрації радіоактивних випромінювань і частинок основана на їхній здатності викликати іонізацію і збудження атомів речовини. Заряджені частинки беруть участь у цих процесах безпосередньо, а нейтральні g - кванти і нейтрони реєструються, завдяки іонізації атомів середовища швидкими зарядженими частинками, які виникають у результаті взаємодії нейтронів і g - квантів. Супровідні процеси спалаху світла, потемніння фотоемульсії, електричний струм та ін. дозволяють реєструвати факт появи досліджуваних частинок, рахувати їх, розрізняти та вимірювати енергію.

Прилади для реєстрації радіоактивних випромінювань і частинок поділяються на дві групи:

1) прилади, що реєструють проходження частинок через ділянку простору, що спостерігається, і які дозволяють визначати їхні характеристики, наприклад, енергію, час приходу (сцинтиляційний детектор, черенковський детектор, імпульсна іонізаційна камера, газорозрядний лічильник, напівпровідниковий лічильник);

2) прилади, що дозволяють фотографувати сліди частинок у речовині (камера Вільсона, дифузійна камера, бульбашкова камера, ядерна фотоемульсія).

Розглянемо їхній принцип дії.

У сцинтиляційному детекторі, що складається зі сцинтилятору (речовини, що світиться при проходженні через неї радіоактивної частинки чи g - випромінювання) і фотопомножувача, слабкі світлові спалахи (сцинтиляції) перетворюються в електричні імпульси, які реєструються електронною апаратурою. Як сцинтилятори використовуються кристали Zn, NaI-Tl, CsI-Tl, антрацен, стильбен, полістирол та інші органічні речовини.

Час роздільної здатності таких детекторів 10^-5…10^-10с. Ефективність реєстрації η = 100% для заряджених частинок, η ~30% для g - квантів. Тому що інтенсивність спалаху світла пропорційна енергії первинної частинки, то ці детектори застосовують для виміру енергії досліджуваних частинок. Порівнюючи електричні сигнали з декількох детекторів за їхнім збігом у часі визначають напрямок руху частинок. Площа контрольованої поверхні може досягати десятків квадратних метрів.

Принцип роботи черенковського детектора випливає з властивостей випромінювання Вавілова-Черенкова. Призначення цих детекторів – вимір енергії частинок, що рухаються в середовищі зі швидкістю, що перевищує фазову швидкість світла в цих речовинах, поділ їх за масами. Роздільна здатність по швидкостях складає 10^-3…10^-5, по часу ~10^-9с.

Імпульсна іонізаційна камера є конденсатором, що заповнений газом. Частинка, потрапляючи в об’єм конденсатора, іонізує газ. Напруга на конденсаторі така, що всі іони, що утворилися, доходять до пластин, не встигнувши рекомбінувати і не роблячи вторинної іонізації. Використовуються камери в двох режимах: імпульсному (рахунковому) та інтегруючому (для вимірювання сумарного іонізаційного струму).

У газорозрядному лічильнику основну роль відіграє вторинна іонізація, зумовлена зіткненнями первинних іонів з атомами і молекулами газу та стінок. Конструктивно лічильник виконується у вигляді наповненого газом металевого циліндра (катод) з тонким дротом (анод), натягнутим по його осі. До них прикладається напруга.

Лічильники поділяються на пропорційні (у них несамостійний газовий розряд гасне при припиненні дії зовнішнього іонізатора) і лічильник Гейгера-Мюллера (у них реалізується режим самостійного газового розряду, що дозволяє підсилити ефект у ~10⁸ разів). У пропорційних лічильниках вихідний електричний імпульс пропорційний первинній іонізації, тобто енергії частинки, яка реєструється.

Роздільна здатність лічильників Гейгера-Мюллера 10^-3…10^-7с. Для укорочення вихідних імпульсів (гасіння розряду) послідовно з ниткою вмикають опір.

Ефективність реєстрації газорозрядних лічильників 100% для заряджених частинок і ~5% – для g -квантів.

Основним елементом напівпровідникового детектора є діод, роздільна здатність якого ~10^-9с.

Камера Вільсона – класичний трековий детектор, який є скляним циліндром з поршнем, заповненим нейтральним газом (гелієм, аргоном), насиченою парою води чи спирту. При різкому русі поршня газ адіабатично розширюється і пара стає перенасиченою. У результаті на траєкторії частинок, що пролетіли через камеру, утвориться інверсійний слід, що стереоскопічно фотографується. За характерним виглядом і геометричним характеристикам треків визначають тип частинок. Наприклад, a - частинка залишає жирний слід, b - частинка – тонкий. За величиною пробігу можна визначити енергію частинок. Видна кількість частинок, що беруть участь у реакції. Поміщаючи камеру в магнітне поле, можна визначити знак заряду частинки, а по радіусу кривизни траєкторії – енергію і масу.

Різновидом камери Вільсона є дифузійна камера. У ній поршень відсутній, а стан перенасичення створюється дифузією пари спирту від нагрітої кришки до дна, що охолоджується до - 60^°С твердою вуглекислотою. Режим роботи, на відміну від камери Вільсона, безупинний. За рахунок збільшення тиску до 4 МПа значно збільшується ефективний об’єм дифузійної камери.

У бульбашковій камері робочою речовиною є перегріта рідина, що дозволяє збільшити ефективний об’єм на три порядки і досліджувати довші ланцюги утворень і розпадів частинок високих енергій.

Ядерні фотоемульсії також є найпростішими трековими детекторами. Проходження зарядженої частинки в емульсії призводить до іонізації й утворення центрів схованого зображення. Після проявлення реєструються сліди у вигляді ланцюжка зерен металевого срібла. При великій кількості фотопластинок, покладених одна на одну, можлива реєстрація високоенергетичних частинок космічних променів і від прискорювачів.

Застосовуються в ядерній фізиці й іскрові камери – керовані трекові детектори частинок, дія яких основана на виникненні іскрового розряду в газі у місці проходження зарядженої частинки.

Для демонстрації точності методів, застосовуваних у ядерній фізиці, розглянемо ефект Мессбауера, що використовується в ядерній спектроскопії для точних вимірів енергетичних рівнів атомних ядер.

При випущенні ядром g - кванта, останній несе із собою визначений імпульс, рівний за величиною і протилежний за напрямком імпульсу ядра. Ядро випробує „віддачу”, здобуваючи при цьому визначену енергію, „відібрану” від g - кванта. Частота g - кванта знижується так, що він не здатний резонансно поглинутися іншим ядром.

Різке скорочення енергії віддачі ядер при випущенні й поглинанні g - випромінювання досягається за рахунок використання ядер, що знаходяться в складі кристалічних ґрат, охолоджених до низьких температур (88К) для „заморожування” їхніх коливань. Віддачу відчуває на собі весь кристал, як одне тверде ціле, і тому від g - кванта відбирається дуже мала енергія. У відповідній спектральній лінії відбувається незначний зсув. Тобто енергія випромінюваного g - кванта дорівнює різниці енергії одного зі збуджених і основного енергетичних станів ядра, і можливе резонансне поглинання цього g - кванта іншим ядром.

Процес резонансного поглинання можна порівняно легко спостерігати експериментально, вивчаючи проходження резонансних g - квантів через пластину з цієї речовини. При збігу енергії g - кванта з енергією переходу між рівнями ядра, поглинання різко зростає, що дозволяє помітити дуже невеликі зміни енергії g - квантів поблизу резонансного значення. Ефект Мессбауера дозволяє вимірювати енергії (частоти) випромінювання з неперевершеною точністю 10^-15…10^-17.

Зокрема, цим методом було зареєстровано передбачене загальної теорією відносності А. Ейнштейна зміна потенціальної енергії g - квантів при переміщенні їх ~ 20 м у поле тяжіння Землі.

-

§. Класифікація елементарних частинок. Основні характеристики частинок. Закони збереження і межі їх застосування. Елементарні частинки і фундаментальні взаємодії. Фундаментальні частинки. Кварк-глюонна структура адронів. Поняття про теорії об’єднання.

Космічне випромінювання. Мюони. Мезони. Їх властивості

Існування космічного випромінювання (космічних променів) було встановлено в 1912 р. по спричиняємій іонізації повітря; зростання іонізації з висотою доводило їхнє неземне походження; відхилення в магнітному полі показало, що первинні космічні промені є потоком заряджених частинок: більше 90% складають протони з енергією 10⁹…10¹³еВ, 7% - ядра гелію (a – частинки) і лише невелика частина (~1%) припадає на ядра більш важких елементів. Космічні промені містять також £1% релятивістських електронів з енергіями >1 ГеВ, позитронів – 0,1%, 0,01% антипротонів тощо. Випромінювання, що надходить на Землю, практично ізотропне з усіх напрямків космічного простору. Вважається, що воно має переважно галактичне походження. Енергетичний діапазон космічних променів 10⁶…10²⁰еВ.

Потрапляючи в атмосферу Землі, високоенергійні первинні космічні промені (протони та ін. ядра) зазнають зіткнення з ядрами атомів повітря. У результаті взаємодії відбувається розщеплення ядер і народження нестабільних елементарних частинок (вторинного космічного випромінювання). Схема взаємодії космічних променів з атмосферою Землі наведена на рис. 9.1. Як видно, вторинне космічне випромінювання за своєю природою і властивостями поділяється на ядерно-активний компонент (позначена цифрою 1), електронно – фотонний (цифра 2) і мюонний (цифра 3).

Мюони були спочатку передбачені Х. Юкавою у припущенні обмінного характеру ядерних сил. Ці частинки повинні, згідно з теорією Юкави, виконувати роль носіїв ядерної взаємодії, подібно до того як фотони є носіями електромагнітної взаємодії. Ці частинки дійсно були виявлені у вторинному космічному випромінюванні, у жорсткій його частині. Як виявилося, існує позитивний (μ ⁺) і негативний (μ ^-) мюони; заряд мюона дорівнює елементарному зарядові e. Маса мюона дорівнює 206,8 m _e, час життя – 2,2 мкс. Розпад мюонів відбувається за такими схемами

(9.1)

, (9.2)

де і – відповідно „мюонні” нейтрино й антинейтрино, що відрізняються від і – „електронних” нейтрино й антинейтрино. Зі схем розпаду випливає, що спіни мюонів, як і електрона, повинні бути 1/2 (в одиницях ), тому що спіни нейтрино (1/2) і антинейтрино (- 1/2) взаємно компенсуються.

Подальші експерименти показали, що мюони на роль носіїв ядерної взаємодії не підходять, тому що слабо взаємодіють з атомними ядрами. У 1947 р. була виявлена ядерно–активна частинка, що мала властивості, передбачені Юкавою, які розпадається на мюон і нейтрино. Цією частинкою виявився p – мезон (піон).

Існують позитивний (π ⁺), негативний (π ^-) (їхній заряд дорівнює e) і нейтральний (π ⁰) мезони. Маси π ⁺ і π ^- дорівнюють 273,1 m _e, маса π ⁰-мезона дорівнює 264,1 m _e. Час життя заряджених піонів 26 нс, нейтрального – 0,8×10^-16с. Спін піонів дорівнює нулеві.

Розпад піонів відбувається в основному за схемами

(9.3)

(9.4)

. (9.5)

За сучасними уявленнями піони є носіями ядерної взаємодії. Подальші дослідження космічних променів і реакцій за участю частинок високих енергій, отриманих на прискорювачах, привели до відкриття K –мезонів (каонів) – частинок з нульовим спіном і з масами ~970 m _e: . Час життя каонів – 0,1...10 нс.

Дата добавления: 2014-01-07