Forme physique et mode de vie sain 

Transfert d'énergie linéaire. Effets des radiations Perte d'énergie des particules chargées

1. Coefficient d'atténuation linéaire m – rapport de la valeur attendue de l'action dN/N particules indirectement ionisantes qui ont subi une interaction en passant par un chemin élémentaire dl

Unité de mesure m – 1/m, 1/cm.

2. Coefficient d'atténuation de masse m m– le rapport du coefficient d'atténuation linéaire m à la densité de la substance r traversée indirectement par le rayonnement ionisant :

Unité de mesure – ​​m 2 /kg, cm 2 /g.

3. Sous kilométrage les particules chargées désignent la plage extrapolée, la plage des quanta g est l'inverse du coefficient d'atténuation linéaire dans la substance.

4. Coefficient de transfert d'énergie linéaire m tr– ratio de part d’énergie d e/e rayonnement indirectement ionisant, qui est converti en énergie cinétique des particules chargées lors du passage par un chemin élémentaire dl dans une substance, jusqu'à la longueur de ce chemin :

m tr = . (2.3)

Unité de mesure m tr– 1/m, 1/cm.

Coefficient de transfert d'énergie massique m tr, m lié au coefficient de transfert d'énergie linéaire m tr

m tr, m = . (2.4)

Unité de mesure m tr, m– m 2 /kg, cm 2 /g.

5. Coefficient d'absorption d'énergie linéaire m fr– produit du coefficient de transfert d'énergie linéaire m tr par la différence entre l'unité et la fraction d'énergie g particules chargées secondaires se transformant en bremsstrahlung dans une substance donnée :

m fr= m tr×(1 – g). (2.5)

Unité de mesure m fr– 1/m, 1/cm.

Coefficient d'absorption d'énergie massique m en m lié au coefficient d'absorption d'énergie linéaire m fr par la densité du milieu r dans lequel le rayonnement se propage :

m en m= m fr/r. (2.6)

Unité de mesure m en m– m 2 /kg, cm 2 /g.

Pour les sources de radionucléides de rayonnement photonique
(e £ 3 MeV) dans l'air g£ 0,01, nous pouvons donc supposer avec suffisamment de précision pour les problèmes appliqués.

Pour le rayonnement photonique, les coefficients de transfert d'énergie et d'absorption sont obtenus en additionnant les coefficients d'interaction dus à la photoabsorption, à la diffusion incohérente par des électrons faiblement liés et à l'absorption lors de la formation de paires électron-positon.

6. Pour les composés chimiques ou les substances chimiques complexes, les coefficients de transfert de masse et d'absorption de l'énergie photonique sont obtenus en additionnant :

m m = , (2.7)

où m moi, je- coefficient de masse jeème composant avec fraction massique Wi; = 1.

7. L'interaction des neutrons avec la matière est plus complexe que celle des photons et dépend non seulement de la composition chimique, mais aussi de la composition isotopique, c'est-à-dire à partir de nucléides individuels qui composent la substance. Les ouvrages de référence fournissent les sections efficaces complètes d’interaction microscopique en fonction de l’énergie s(e). La section efficace macroscopique d'un processus nucléaire donné S, 1/cm, est liée à la section efficace microscopique s, cm 2 par l'expression

où e est l'énergie des neutrons ; N / A– le numéro d’Avogadro ; M, r – nombre de masse et densité de l'élément avec lequel le neutron interagit.

8. Une caractéristique de l'interaction des particules chargées avec la matière est l'énergie de rayonnement e transférée à la substance lors d'interactions conduisant à l'ionisation et à l'excitation des atomes et des molécules. Rapport de l'énergie moyenne perdue par une particule chargée en raison de collisions le long d'un chemin élémentaire dl, à la longueur de ce chemin est la quantité transfert d'énergie linéaire total L:

Les pertes d'énergie dues au bremsstrahlung ne sont pas incluses dans la formule (2.9). L'abréviation LET est utilisée pour désigner un transfert d'énergie linéaire complet. L’unité de LPE est J/m. L'unité spéciale utilisée est le kiloélectronvolt par micromètre (keV/µm) d'eau.

9. Moyenne euh énergie transférée à la cible. L'énergie transférée par rayonnement à un volume limité de matière est égale à la différence entre l'énergie cinétique totale de toutes les particules et quanta chargés et non chargés entrant dans le volume considéré et l'énergie cinétique totale de toutes les particules et quanta chargés et non chargés en sortant. ce tome.

Le transfert d'énergie linéaire (LET) est une caractéristique physique de la qualité du rayonnement ionisant, égale au rapport de l'énergie totale transférée à la substance par une particule chargée en raison de collisions en cours de route, à la longueur de ce rayonnement [.. .]

La valeur minimale K = 1 et correspond au cas de transfert d'énergie linéaire. Pour les autres cas, la valeur de ce coefficient est recommandée par la Commission internationale de protection contre les radiations (CIPR) et est présentée dans le tableau. 10,2 (valeur maximale K= 20).[...]

Il y a deux raisons pour lesquelles la théorie linéaire décrite ci-dessus ne convient pas aux calculs de haute précision de l’effet des ouragans. L’une d’elles est que l’influence de l’ouragan lui-même est si forte qu’il est impossible de négliger les termes non linéaires des équations. La deuxième raison est le rôle important des effets thermiques. L'effet du transfert de chaleur est particulièrement important car (voir) les ouragans maintiennent leur existence grâce à l'énergie qu'ils tirent des réserves de chaleur disponibles de l'océan. Dans le même temps, un ouragan non seulement enlève la chaleur de l'océan, mais la redistribue également grâce au mélange, qui agit simultanément avec les effets de l'advection. Tous ces effets influencent la distribution des isopycnaux illustrée à la Fig. 9.9.[...]

Les caractéristiques distinctives d'un filtre de masse quadripolaire comprennent une échelle de balayage du spectre de masse linéaire, un coefficient de transfert d'ions élevé de la source au détecteur et une légère dépendance de la résolution sur la propagation initiale de l'énergie ionique.[...]

Les indicateurs les plus importants de l'effet du rayonnement sur une substance comprennent la dose absorbée et le transfert d'énergie linéaire (LET).

En représentant graphiquement l'équation (IV.105) en coordonnées logarithmiques pour les processus de transfert d'énergie proposés, nous obtenons une dépendance linéaire de l'indicateur des propriétés de la molécule sur la dose d'irradiation.[...]

En raison du manque de moyens expérimentaux pour tester une telle hypothèse, l'hypothèse sur le rôle de la force tangentielle dans le transfert d'énergie aux vagues a été maintenue par un certain nombre d'auteurs jusqu'à nos jours. Parallèlement, on peut démontrer que la quantité d’énergie reçue par les vagues à travers ce canal est négligeable par rapport à celle réellement reçue du vent. Compte tenu du mouvement des particules d'eau de surface le long de leurs orbites, il convient de conclure que dans la moitié supérieure de l'orbite, la force tangentielle devrait contribuer à une augmentation de la vitesse linéaire des particules ; mais dans la moitié inférieure de l'orbite, la force de frottement tangentiel de l'air sur la surface de l'eau devrait ralentir le mouvement orbital des particules, puisqu'ici elle est dirigée dans la direction opposée à la vitesse linéaire des particules.[ ...]

La synthèse biologique des protéines est un processus complexe, en plusieurs phases ou en plusieurs étapes. Outre l’ARN, de nombreuses enzymes participent à la synthèse des protéines. Dans un premier temps, les acides aminés sont activés, qui sont ensuite combinés en chaînes peptidiques. La deuxième étape est le transport des acides aminés activés vers les ribosomes. La troisième étape est l'ordre et la combinaison des acides aminés initiés et leur disposition dans la séquence requise sur l'ARN messager, suivis de la fermeture des liaisons peptidiques. La quatrième étape est la formation d'une structure tridimensionnelle caractéristique d'une protéine donnée à partir d'une molécule linéaire. L'augmentation de la réactivité et de l'activation des acides aminés augmente la possibilité de leur interaction les uns avec les autres ; Ce processus est réalisé par l'interaction d'acides aminés avec l'acide adénosine triphosphorique (ATP). Dans ce cas, l’énergie d’une liaison ATP à haute énergie est transférée à un acide aminé, qui passe à un niveau d’énergie plus élevé. La réaction d'activation des acides aminés se produit avec la participation de l'enzyme aminoacyl-ARN synthétase. Pour activer différents acides aminés, différentes enzymes sont nécessaires - les synthétases. La séquence d'acides aminés lors de la synthèse est réalisée par des codons (fragments de la chaîne d'ADN).

Les méthodes d'évaluation et de prévision des risques radiologiques sur les engins spatiaux reposent sur des études des mécanismes d'apparition des effets des rayonnements sur les solides et les objets biologiques, qui sont réalisées en laboratoire dans des installations de simulation de rayonnements ionisants (accélérateurs, installations radio-isotopiques). Ces études à long terme ont permis de développer des modèles et d'établir des schémas généraux d'apparition des effets des rayonnements dans les matériaux de structure et les produits de technologie spatiale, ainsi que de résoudre de manière générale le problème de la radioprotection des astronautes lors des vols spatiaux habités. L'apparition des effets des rayonnements se déroule en deux étapes. Au 1er stade à évolution rapide (< ~ 1 нс) происходит передача кинетической энергии от налетающих частиц электронам и ядрам вещества. Выделяют образование эффектов двух типов: ионизационных эффектов и первичных структурных нарушений (смещенных атомов). На 2-ой стадии возбужденная система из электронов и атомов приходит в новое равновесное состояние. Процессы релаксации обоих подсистем взаимосвязаны, а время их протекания зависит от температуры, распределения электрических полей и других свойств вещества.

Transfert d'énergie linéaire (LET)

La valeur LET, L, caractérise quantitativement la cause fondamentale des effets des rayonnements : le transfert d'énergie d'une particule à la matière. Le LET qui va vers la formation d'effets d'ionisation et de perturbations structurelles est pris en compte. Dans les évaluations des effets des rayonnements résultant de l’impact de particules chargées dans l’espace, les valeurs LET sont assimilées à des pertes d’énergie spécifiques, dE/dx, l’énergie moyenne qu’une particule perd par unité de son trajet.

  • LET est la principale grandeur physique qui caractérise quantitativement la contribution énergétique d'une particule à la formation de l'effet de rayonnement,
  • LET, L – énergie moyenne qu'une substance peut recevoir d'une particule chargée incidente par trajet unitaire
  • Unités de mesure LET - MeV/cm ou MeV/(g/cm 2)

Perte d'énergie des particules chargées

Pertes d'énergie spécifiques des particules chargées dE/dx = (dE/dx) e + (dE/dx) n sont définis en physique nucléaire pour les collisions de particules avec des électrons de la matière (pertes par ionisation, notées par l'indice « e ») et avec des noyaux de matière (pertes atomiques-nucléaires, notées par l'indice « n »). Les valeurs de ces grandeurs en fonction de l'énergie des particules chargées sont connues pour de nombreuses substances ( Ziegler JF, et al.., 1995).

A titre d'exemple, les figures montrent les valeurs (dE/dx)e(courbes pleines) et (dE/dx)n(courbes pointillées) dans le silicium "Si", en fonction de l'énergie des protons (noyaux d'hydrogène "H") (courbes rouges), des noyaux de fer "Fe" (courbes vertes) et des électrons "e" (courbes violettes). Il est pris en compte qu'aux énergies protoniques élevées (>~30 MeV), les réactions nucléaires apportent une contribution supplémentaire à leurs pertes d'énergie atomique-nucléaire.
Il est important de souligner que pour les particules chargées de haute énergie présentes dans l’espace, (dE/dx)e >> (dE/dx)n.

Classification

  • Effets de la dose absorbée apparaissent comme le résultat de la somme d’énergie que de nombreuses particules transfèrent à un volume sensible de matière
  • Effets uniques aléatoires se produit lorsque l’énergie est transférée d’une particule à un volume sensible de matière

La classification moderne des effets des rayonnements tient compte du fait que l'entrée de particules du flux général de rayonnement corpusculaire dans volume sensible(volume qui détermine les propriétés fonctionnelles d'un matériau ou d'un dispositif) de l'objet irradié se produit discrètement. Effets uniques aléatoires (RSE) apparaissent dans des objets contenant des volumes sensibles de l'ordre du micron et apparaissent actuellement lorsque le rayonnement cosmique à haute énergie affecte les types modernes de dispositifs électroniques à semi-conducteurs (microcircuits, CCD, optocoupleurs, etc.).

Dose absorbée

Dose absorbée D est une mesure quantitative de l'ampleur de l'effet du rayonnement s'il se produit à la suite de l'entrée de nombreuses particules dans un volume sensible de matière. La dose absorbée est un indicateur intégral caractérisant le changement des propriétés d'un matériau ou d'un dispositif survenu lors du vol de l'engin spatial depuis son lancement.

Par définition : La dose absorbée D est l'énergie transférée du rayonnement à un volume élémentaire d'une substance de masse unitaire

D = ΔE/Δm [J/kg ou Gray (100 rad)]

Lorsqu'il est exposé à un flux de particules Ф avec de l'énergie E 0 = const

Lorsqu'il est exposé à un flux de particules Ф i (E) de différents types et différentes énergies


Où − Spectre LET du flux de toutes les particules.

L'ampleur de la dose absorbée prend en compte l'énergie totale transférée de la particule aux électrons et aux noyaux du volume élémentaire. Cependant, si l'effet du rayonnement s'explique soit par l'ionisation, soit par des perturbations structurelles, alors les calculs utilisent respectivement les valeurs des pertes d'énergie spécifiques lors de collisions électroniques ou nucléaires. Dans ces cas, nous parlons de dose d'ionisation ou de non-ionisation(dans la littérature étrangère « dose ionisante totale (TID) » et « perte élastique non ionisante (NIEL) »).

Exemple d'effet de dose d'ionisation

Les porteurs de charge hors équilibre apparaissant lors de l'irradiation de la structure MOS modifient les charges existantes dans la masse de l'oxyde et à l'interface oxyde-semi-conducteur. Le premier effet conduit à une diminution (courbe verte), et le second, à partir d'une certaine valeur de la dose d'ionisation, à une augmentation (courbe bleue) de la tension de seuil du transistor MOS à canal N. De ce fait, la compétition des deux effets explique la dépendance non monotone de la tension de seuil d'un transistor MOS à canal N sur la dose d'ionisation (courbe rouge).

Exemple d'effet de dose sans ionisation

Photocourant je , généré par les cellules solaires, dépend de la durée de vie des porteurs de charge minoritaires dans le matériau semi-conducteur de base (silicium, arséniure de gallium) de l'élément. Lorsqu'il est exposé à un rayonnement de haute énergie, il diminue en raison d'une diminution de la durée de vie des porteurs minoritaires, qui s'explique par la formation de dommages structurels (défauts de rayonnement).
En effet, cette diminution (et, par conséquent, l'accumulation de défauts de rayonnement) est bien corrélée à une augmentation de la dose de non-ionisation D n, quel que soit le type de rayonnement (électrons, protons) et son énergie.

Dose équivalente

Le calcul de la dose absorbée suppose que l'énergie libérée par de nombreuses particules est uniformément répartie dans un volume élémentaire. Ce n'est que dans ce cas que la dose absorbée peut être considérée comme une mesure quantitative de l'effet du rayonnement, quels que soient l'énergie et le type de rayonnement.
Cette condition n’est pas remplie lorsqu’elle est exposée à des protons et à des particules lourdes chargées, lorsque l’énergie libérée est concentrée localement dans les traces de ces particules. Dans ce cas, l’utilisation de la valeur de la dose absorbée pour évaluer l’effet du rayonnement nécessite des précisions.

Ainsi en radiobiologie (et en radioprotection des vols habités) à ces fins il est introduit facteur de qualité w(L) radiation, qui dépend du transfert d'énergie linéaire (LET) de la particule, qui caractérise quantitativement la contribution énergétique d'une particule à la formation de l'effet de rayonnement, mais ne prend pas en compte la taille de la trace des particules et, par conséquent, la distribution densité de l'énergie transférée dans cette piste .
 Il est d'usage d'utiliser la quantité comme mesure quantitative de l'effet du rayonnement en radiobiologie. dose équivalente.

H [Sievert (100 rem)] = ∫ w(L) L Ф(L)dL

Effets aléatoires uniques

Effets aléatoires uniques (SRE) survenir en raison d'une violation des propriétés du volume sensible lorsqu'une particule le traverse. Ils surviennent lorsque des volumes sensibles de la taille du micron sont irradiés avec des ions (particules lourdes chargées). Par exemple, dans les dispositifs microélectroniques modernes, les OSE surviennent en raison de la formation de porteurs de charge hors équilibre suite à l'ionisation.
Condition d'occurrence : l'énergie ∆E transférée par la particule au volume sensible doit être supérieure à la valeur seuil E c caractérisant la propriété fonctionnelle de ce volume.

La diapositive présente deux mécanismes d'apparition d'OSE sous l'influence de particules de rayonnement cosmique : directement à partir d'ions qui font partie des rayons cosmiques (mécanisme direct) et à partir d'ions secondaires créés à la suite de collisions nucléaires de protons de rayonnement cosmique avec des noyaux de matière (mécanisme nucléaire).

L'OSE est un phénomène stochastique et la probabilité de son apparition est caractérisée par ce que l'on appelle la section efficace OSE. Dans le cas général, cette valeur σ i ( E,θ ) dépend du type de particules, de leur énergie et de la direction de déplacement des ions dans le volume sensible.
Les modèles du mécanisme direct d'apparition des OSE considèrent la section efficace OSE σ i (L,θ) en fonction du LET des ions, quel que soit leur type, ce qui permet d'avoir une dépendance de la section efficace OSE (au lieu de plusieurs) pour estimer la fréquence des défaillances dues aux flux d'ions des rayons cosmiques, y compris les ions de différents types.
Il est important de noter que, contrairement à la dose absorbée, la fréquence OSE caractérise la propriété d'un matériau ou d'un dispositif à un moment donné, synchronisée avec le flux de particules qui l'influence. Cependant, la fréquence OSE est également calculée pour un intervalle de temps long, mais la densité de flux de particules moyennée sur cet intervalle est ensuite utilisée pour la calculer.
Une mesure quantitative de l'apparition d'OSE sous l'influence d'un flux de particules est Fréquence OSE.

Lorsqu'il est exposé à une densité de flux de particules F (1/cm 2 s) avec une énergie E 0 = const et angle d'incidence
θ 0 = const

ν = σ(E 0 ,θ 0) F

Lorsqu'il est exposé à la densité de flux isotrope de particules F i (E) (1/cm 2 cMeV) de différents types et différentes énergies

ν = ∑ je ∫∫∫ σ je (E,Ω)F je (E)dEdΩ

ou en utilisant des représentations modèles pour le mécanisme direct d'apparition de l'OSE

ν = ∫∫∫ σ ion (L,Ω)F i (L)dLdΩ

où F(L) est le spectre LET différentiel de la densité de flux de particules

Pour déterminer les valeurs absolues des sections efficaces OSE et le type de dépendances σ p (E) et σ ion (L), des accélérateurs de protons et d'ions lourds sont utilisés.
Les valeurs de la section efficace OSE σ ion (L) du TSP augmentent avec l'augmentation du LET à partir d'une certaine valeur seuil L c et tendent vers une valeur constante σ sat , qui dépend de la taille du volume sensible du microobjet. Une augmentation similaire des valeurs de la section efficace OSE σ p (E) est observée en fonction de l'énergie du proton, cependant, dans ce cas, la valeur seuil E c dépend du seuil effectif des réactions nucléaires, et la valeur σ sat dépend non seulement de la taille du volume sensible, mais aussi de la section efficace de formation des noyaux résiduels dans la substance d'un microobjet.
Actuellement, de telles dépendances ont été obtenues pour de nombreuses puces mémoire qui ont été et sont utilisées dans les équipements des engins spatiaux, car elles constituent le composant le plus sensible de l'électronique moderne en termes d'apparition d'OSE.

Exemples de section efficace OSE pour puces mémoire sous un angle d'incidence normal en fonction du LET effectif (figure de gauche) et de l'énergie des protons (figure de droite).

conclusions

  • Actuellement, l’influence des effets des rayonnements sur les propriétés de nombreux matériaux et produits de technologie spatiale a été étudiée.
  • Les effets des rayonnements dans les produits de technologie spatiale sont divisés en effets de dose absorbée (EDE) et effets aléatoires uniques (SRE).
    • Une mesure quantitative du risque de rayonnement dû à l'EPD est la valeur calculée de la dose absorbée (ionisation et non-ionisation).
    • Une mesure quantitative du risque de rayonnement dû aux OSE est la fréquence calculée d'effets aléatoires uniques.
  • Le risque radiologique des produits de technologie spatiale à bord d’un vaisseau spatial dépend :
    • caractéristiques individuelles du matériau et du dispositif, qui sont caractérisées par l'ampleur du transfert d'énergie linéaire ou la section efficace d'effets aléatoires uniques et reflètent leur résistance aux rayonnements (sensibilité),
    • l'environnement de rayonnement d'influence, qui est caractérisé par des spectres d'énergie différentiels du flux F(E) ou de la densité de flux F(E) des particules et reflète les conditions de rayonnement sur l'engin spatial.

Pour déterminer les conditions de rayonnement à bord d'un vaisseau spatial, il est nécessaire de prendre en compte une variété de champs de rayonnement qui, dans l'espace, sont formés par différentes sources et comprennent des flux de particules chargées de différents types avec différents spectres d'énergie.
De plus, l'apparence de ces spectres et flux de particules change en fonction de la trajectoire de vol de l'engin spatial et peut changer au cours du vol de l'engin spatial. Tous ces changements ont un impact significatif sur le niveau de risque radiologique, qui doit être pris en compte pour garantir le fonctionnement des équipements des engins spatiaux.
La section suivante sera consacrée à une discussion des schémas généraux de changement des conditions de rayonnement et des caractéristiques des risques de rayonnement dans l'espace extra-atmosphérique et sur les orbites de vol des engins spatiaux.

Le transfert d'énergie linéaire (LET) des particules chargées dans une substance absorbante (ou L) est le rapport de l'énergie moyenne dE transférée à une substance absorbante par une particule chargée en mouvement en raison de collisions lors de son déplacement d'une distance dl à cette distance :

L = dE/dl. (2.4)

Le terme LET est étroitement lié au pouvoir d'arrêt S. La principale différence est que LET est lié à l'énergie transférée à la substance absorbante pendant que

comment S caractérise la propriété d'une substance absorbante, montrant avec quelle efficacité une particule chargée dans une substance perd de l'énergie, c'est-à-dire Avec quelle efficacité un absorbeur élimine l’énergie d’une particule chargée.

Le LET est important en radioprotection, car il est utilisé pour calculer le facteur de qualité d'un champ de rayonnement donné.

LET, comme le pouvoir d'arrêt S, se mesure en keV/µm.

INTERACTION DE PARTICULES LOURDES CHARGÉES AVEC LA MATIÈRE

L'interaction des particules chargées est divisée en élastique et inélastique.

Les interactions élastiques incluent les interactions dans lesquelles la somme des énergies cinétiques des particules en interaction avant et après l'interaction reste inchangée. Un tel processus est la diffusion élastique.

Lors d'une interaction inélastique, une partie de l'énergie cinétique d'une particule chargée est transférée aux particules ou photons résultants ; une autre partie de l'énergie cinétique est transférée à l'atome ou au noyau pour leur excitation ou restructuration. De telles interactions incluent la diffusion inélastique, l’ionisation et l’excitation des atomes, ainsi que la formation de bremsstrahlung.

Considérons l'interaction de particules lourdes chargées avec la matière en utilisant l'exemple des particules α. Une particule α est le noyau d’un atome d’hélium, elle possède une double charge positive et quatre unités de masse. La masse de la particule α est de 4,002777 amu. Les radionucléides des éléments lourds subissent principalement une désintégration. L'énergie des particules α (E α) émises par les radionucléides naturels et artificiels varie de 4,0 à 9,0 MeV. Ainsi, pour 239 Pu E α = 5,15 MeV, pour 210 Po - 5,3 MeV, pour 226 Ra - 4,777 MeV. La vitesse de déplacement des particules α est d'environ 10 9 cm/s.

Lors du passage à travers la matière, l'énergie d'une particule α est principalement dépensée pour l'ionisation et l'excitation des atomes du milieu absorbant (pertes par ionisation), qui à E α >0,1 MeV peuvent être exprimées par la formule :

où E α est l'énergie cinétique de la particule α ; e - charge électronique ; z est la charge de la particule α ;

Z est le numéro de série de l'absorbeur ; n est le nombre d'atomes dans 1 cm 3 d'une substance ; B - coefficient de freinage ; m o - masse au repos des électrons ; V est la vitesse des particules.

L’une des propriétés les plus caractéristiques des particules α est qu’elles ont une certaine plage. La plage moyenne Ra des particules α monoénergétiques est généralement calculée à l'aide de formules empiriques. Dans l'air dans des conditions normales

(2.6)

où R α - kilométrage, cm ; - énergie cinétique des particules α, MeV ;

n est un coefficient sans dimension établi empiriquement.

Pour les particules α émises par les émetteurs α naturels (1< Е α <9МэВ), а = 0,318, n = 1,5. Для α-частиц с более высокими энергиями (Е α = ≤200 МэВ) а = 0,148, n = 1,8.

Ainsi, les particules α avec une énergie E α = 5 MeV parcourent une distance de 3,52 cm dans l'air, et avec une énergie E α = 30 MeV - 68 cm.

La longueur du trajet d'une particule α dans d'autres milieux peut être déterminée à l'aide de la formule de Bragg :

(2.7)

ou selon la formule de Glessen :

(2.8)

où E α est l'énergie de la particule α, MeV ; A - poids atomique ; Z - numéro de série ;

ρ est la densité de la substance absorbante, g/cm3.

À la fin du parcours, l'énergie de la particule α diminue tellement qu'elle n'est plus capable de produire une ionisation et, après avoir attaché deux électrons à elle-même, se transforme en atome d'hélium. L'ionisation totale des particules α est de plusieurs centaines de milliers de paires d'ions. Par exemple, une particule alpha d'une énergie de 7 MeV, selon (2.1), forme

paires d'ions.

Plus l’énergie de la particule α est grande, plus sa portée est grande et plus il y a de paires d’ions formées.

La densité d'ionisation linéaire dépend également de l'énergie de la particule α, mais la relation est inverse : plus l'énergie de la particule, et donc la vitesse, est faible, plus la probabilité de son interaction avec les électrons orbitaux est grande. La densité linéaire d'ionisation de l'air par une particule α, par exemple, pour 210 Po (E α = 5,3 MeV, plage linéaire R = 3,87 cm, énergie de formation d'une paire d'ions ε = 33,85 eV/paire) est déterminée par formule (2.2)

paires d'ions/cm.

L'ionisation spécifique atteint sa valeur maximale à la fin de l'analyse.

La densité linéaire de l'ionisation de l'air le long du trajet d'une particule α est représentée sur la figure 2.4. La figure montre que la densité d'ionisation linéaire est inégalement répartie, augmente vers la fin du trajet, puis chute brusquement jusqu'à zéro. Par exemple, une particule alpha d'une énergie de 4,8 MeV dans l'air forme au début du trajet 2,10 4 paires d'ions/cm et à la fin du trajet 6,10 4 paires d'ions/cm. L'augmentation de la densité d'ionisation à la fin du trajet, suivie d'une forte diminution jusqu'à zéro, s'explique par le fait que la particule α, subissant une décélération, perd sa vitesse à mesure qu'elle se déplace dans la matière ; Par conséquent, le temps qu'il lui faut pour traverser l'atome à la fin du trajet augmente et, par conséquent, la probabilité de transférer à l'électron une énergie suffisante pour l'arracher de l'atome. Quand la vitesse d’une particule α devient-elle

comparable à la vitesse de déplacement des atomes de matière, alors la particule α capture et retient le premier, puis le deuxième électron et se transforme en atome d'hélium - l'ionisation s'arrête.

Riz. 2.4. Densité linéaire d'ionisation de l'air le long du trajet d'une particule alpha.

Les particules α ayant la même énergie (monoénergétique) dans l'absorbeur parcourent presque la même distance, c'est-à-dire le nombre de particules α sur presque tout le trajet est constant et tombe brusquement jusqu'à zéro à la fin du trajet. Le spectre de distribution des particules α monoénergétiques est présenté sur la figure 2.5. En différenciant la courbe intégrale, il est possible d'obtenir une courbe de distribution des trajets des particules α autour de la valeur moyenne de R 0 - le trajet moyen des particules α.

Le chemin des particules α est presque linéaire en raison de leur masse importante, ce qui empêche la particule α de s'écarter d'une trajectoire rectiligne sous l'influence des forces électriques de l'atome. Malgré les énergies élevées des particules α, leur capacité de pénétration et leur portée sont extrêmement faibles, par exemple dans l'air 4,10 cm, et dans les tissus mous humains, dans les substances liquides et solides, elles seront de plusieurs microns.

Riz. 2.5. Spectre de distribution des chemins des particules α monoénergétiques : 1 - intégrale ; 2 - différentiel.

La plage maximale des particules α dans l'air lorsque l'énergie passe de 1 à 10 MeV passe de 0,52 à 10,5 cm et à E α = 5 MeV est de 3,52 cm, et dans les tissus biologiques, elle passe de 7,2 10 -1 à 1,2 10 - 2 cm, à E α = 5 MeV R max = 4,4 10 -3 cm.

INTERACTION DES PARTICULES LÉGÈRES CHARGÉES AVEC LA MATIÈRE

Considérons l'interaction des particules chargées de lumière avec la matière en utilisant les particules β comme exemple. Les particules β sont un flux d'électrons ou de positons. Électron et positon

ont la même masse et la même charge, mais diffèrent par le signe de la charge. La masse d'un électron est de 0,000549 amu. Contrairement aux particules α, les particules β ont un spectre énergétique continu et continu.

En fonction de l'énergie des particules β, on distingue les rayonnements β doux et durs. Les particules β dont l'énergie peut atteindre plusieurs dizaines de keV sont appelées rayonnement β doux, et celles dont l'énergie est plus élevée sont appelées rayonnement β dur.

Le processus de passage des particules β à travers la matière est plus complexe que le processus de passage des particules α. L'énergie est dépensée pour l'ionisation et les pertes par rayonnement, pour la diffusion des particules β. Les réactions nucléaires ne se produisent qu'à des énergies électroniques élevées (plus de 20 MeV).

Les pertes par ionisation des particules β, ainsi que des particules α, sont associées à l'ionisation et à l'excitation des atomes absorbeurs, mais la probabilité d'interaction des particules β avec la matière est inférieure à celle des particules α, puisque les particules β ont la moitié la charge et la masse plusieurs fois inférieure (7 000 fois) par rapport aux particules α. Lors de l'ionisation, les particules β éliminent les électrons orbitaux, ce qui peut produire une ionisation supplémentaire (secondaire). L'ionisation totale est la somme de l'ionisation primaire et secondaire. Sur un trajet de 1 µm dans une substance, une particule β crée plusieurs centaines de paires d'ions. L’électron ralenti restera libre ou sera capturé par l’atome et se retrouvera dans un état lié, et le positron s’annihilera.

Les pertes par ionisation dépendent du nombre d’électrons dans les atomes absorbeurs. Le nombre d'électrons dans 1 cm 3 d'une substance peut être calculé à partir de la relation

n = ρ·Ν Α ·(Ζ/Α) = 6,023·10 23 ·ρ·(Ζ/Α), (2.9)

où Ν Α est le nombre d'Avogadro ; A - poids atomique ; ρ est la densité de l'absorbant ; Z est le numéro atomique de l’élément absorbeur.

Par conséquent, les pertes par ionisation (dE/dx) ion ≈ ρ·Ζ/Α.

À mesure que Z change, le rapport Z/A passe de 0,5 pour les substances légères à 0,4 pour le plomb, c'est-à-dire pour divers éléments le rapport Z/A évolue légèrement (à l'exception de l'hydrogène, pour lequel Z/A = 1), ce qui permet de considérer ce rapport approximativement constant. Par conséquent, exprimer l’épaisseur mesurée de la couche absorbante non pas en centimètres, mais en unités de ρ cm, c’est-à-dire en g/cm 2, nous pouvons conclure que la quantité d'absorption du rayonnement β d'une énergie donnée sera approximativement la même pour toutes les substances.

Les particules β, volant à proximité du noyau des atomes absorbeurs, sont décélérées dans le champ du noyau et changent la direction de leur mouvement. Réduction de l'énergie due à la décélération des électrons dans le champ du noyau absorbeur (pertes par rayonnement) associée à l'émission de rayonnement de bremsstrahlung.

Pour les particules β de haute énergie (plusieurs MeV), le rapport entre les pertes par rayonnement et les pertes par ionisation est déterminé par l'expression

n = (dE/dx) rad /(dE/dx) ion = E β m ax ·Ζ/800, (2.10)

où E β m ax est l'énergie maximale pour un spectre continu de particules β ou l'énergie initiale des électrons monoénergétiques ;

Z est le numéro atomique de l’élément dans lequel se produit la décélération électronique.

À une certaine énergie des particules β, les pertes par rayonnement sont comparables aux pertes par ionisation. Cette énergie est dite critique. Si les pertes par rayonnement et par ionisation sont égales, l'énergie critique (E 0 , MeV) est déterminée par l'expression

E 0 = 800/Z. (2.11)

Par exemple, pour le plomb (Z = 82) l'énergie critique E 0 = 800/82 ≈ 10 MeV.

La masse des particules β étant faible, elles se caractérisent par un effet de diffusion. La diffusion des particules β se produit lors de collisions avec les électrons orbitaux des atomes de la substance absorbante. Lors de la diffusion, l'énergie d'une particule β est perdue en grande partie, dans certains cas jusqu'à la moitié. La diffusion dépend de l'énergie des particules β et de la nature de la substance absorbante : avec une diminution de l'énergie des particules β et avec une augmentation du numéro atomique de la substance absorbante, la diffusion augmente.

En raison de la diffusion dans l'absorbeur, le trajet des particules β n'est pas rectiligne, comme pour les particules α, et la longueur réelle du trajet dans l'absorbeur peut être 1,5 à 4 fois plus longue que leur distance. Une couche de matière égale à la longueur du trajet des particules β ayant une énergie maximale ralentira complètement les particules β émises par un radionucléide donné.

L'absorption des particules β à spectre continu se produit selon une loi exponentielle. Cela s'explique par le fait que les particules β d'énergies différentes sont complètement absorbées par différentes couches de l'absorbeur :

φ = φ 0 exp(- μd), (2.12)

où φ ο est la densité de flux initiale des particules β ; φ est la densité de flux des particules β après passage à travers un absorbeur d'épaisseur d ; Coefficient d'extinction µ-linéaire indiquant la fraction de particules β absorbées par unité d'épaisseur de l'absorbeur.


Riz. 2.6. Graphique de la dépendance de la plage maximale des particules β sur leur énergie maximale.


L'une des propriétés les plus caractéristiques des particules β, comme les particules α, est la présence d'une certaine plage dans la substance absorbante, et en radioprotection, les données disponibles relativement fiables et suffisantes sont le plus souvent utilisées à la fois pour l'énergie maximale E β et la plage maximale Rβ. Un graphique de la dépendance de la portée maximale des particules β sur leur énergie maximale pour plusieurs éléments est présenté sur la Fig. 2.6.

L'aluminium est le plus souvent utilisé comme matériau de protection contre les particules β. Des formules empiriques et des tableaux de la dépendance de la plage maximale des particules β R β (ainsi que des particules α) sur leur énergie maximale sont donnés de manière assez complète dans la littérature de référence.

La portée maximale d'une particule β dans l'air varie de 292 à 3 350 cm lorsque l'énergie passe de 1 à 10 MeV, et dans les tissus biologiques - de 0,335 à 4,3 cm À E β = 5 MeV, R β dans l'air est de 1,7 · 10. 3 cm et dans les tissus biologiques - 2,11 cm.

INTERACTION DU RAYONNEMENT GAMMA AVEC LA MATIÈRE

Le rayonnement photonique fait référence aux rayonnements ionisants indirects électromagnétiques et comprend les rayons X et les rayons gamma.

L'origine des rayons X et des rayons γ est différente, mais leur nature est la même : du point de vue de la physique classique - un rayonnement électromagnétique (ondes), et du point de vue de la physique quantique - un flux de photons ( quanta), c'est-à-dire particules. La double nature du rayonnement photonique doit être comprise de telle manière que dans certains phénomènes ce rayonnement présente des propriétés ondulatoires (réflexion, réfraction, diffraction, interférence), dans d'autres il présente des propriétés de particules appelées quanta γ (effet photoélectrique, réactions nucléaires). .

Malgré leurs origines différentes, lorsqu’ils interagissent avec la matière, les rayons X et les rayons γ, ayant la même énergie, présentent les mêmes propriétés. Le mécanisme d'interaction des photons avec la matière est complètement différent de l'interaction des particules chargées. Les particules chargées, traversant une substance absorbante, lui donnent une partie ou la totalité de l'énergie, tandis qu'en passant un rayonnement photonique, elles parlent de la probabilité de son interaction avec la substance absorbante, et la probabilité d'interaction augmente de façon exponentielle avec l'augmentation de l'épaisseur de l'absorbeur. .

Une particularité des quanta γ lorsqu'ils traversent la matière est qu'ils entrent relativement rarement en collision avec des électrons et des noyaux, mais lorsqu'ils entrent en collision, en règle générale, ils s'écartent fortement de leur trajectoire, c'est-à-dire pratiquement sortir du groupe. La deuxième particularité des quanta γ est qu'ils ont une masse au repos nulle et, par conséquent, ne peuvent pas avoir une vitesse différente de celle de la lumière, ce qui signifie que les quanta γ dans un milieu ne peuvent pas ralentir. Ils sont soit absorbés, soit diffusés, principalement sous de grands angles.

Pour les quanta γ, il n'y a pas de concepts de portée, de portée maximale ou de perte d'énergie par unité de longueur. Lorsqu'un faisceau de rayons gamma traverse une substance absorbante, leur énergie ne change pas, mais à la suite de collisions, l'intensité du faisceau s'affaiblit progressivement.

; la quantité de perte d'énergie d'ionisation par trajet unitaire dans une substance. LET est défini comme le rapport de l'énergie totale dE, transféré à la matière par une particule en raison de collisions en cours de route dl, à la longueur de ce chemin : L=dE/dl. Le LET n'est pas utilisé pour les particules non chargées, mais les valeurs LET de leurs particules chargées secondaires formées dans la substance sont utilisées. Mesuré en eV/nm. Les valeurs LET varient de 0.2 pour les photons de haute énergie jusqu'à 104 eV/nm pour les fragments de fission des noyaux d'uranium.

Le concept est largement utilisé en radiobiologie pour évaluer les effets radiobiologiques de divers types de rayonnements.

voir également

  • Efficacité biologique relative des rayonnements ionisants

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