Radiatia nucleara

Primele experiente de radioactivitate ale lui Rurherford si apoi Villard au avut ca obiect modul de interactiune al radiatiilor nucleare cu material in stare solida si pe baza acestor interactiuni s-a facut o prima clasificare a radiatiilor nucleare. In aceasta clasificare s-au luat in considerare diferitele procese de absorbtie in materie a radiatiilor nucleare.

Comportarea radiatiilor α, care sunt nuclee de He₂⁴ incarcat este tipica pentru o intreaga serie de nuclee incarcate,incepand de la protoni si pina la cele mai grele fragmente de fisiune.Aceste particule, care formeaza o prima categorie cu denumirea generala de ioni,pot avea o sarcina electrica cuprinsa intre e si Ze, unde Z este numarul atomic, iar e sarcina electronului.

Radiatiile β sunt fascicule de electroni; ele formeaza a doua categorie,care se comporta in mod diferit fata de particulele α la interactiunea cu materia.

A treia categorie o formeaza radiatiile γ si X, care sunt de natura electromagnetica si au alt mod de interactiune cu materia.

A patra categorie a radiatiilor nucleare o formeaza neutronii, descoperiti de Chadwick in 1932, care sunt particule ne 141b12b utre din punct de vedere electric si a caror masa este mult mai mare decit masa protonilor. Lipsa sarcinii electrice si masa lor determina o comportare diferita la interactiunea cu materia. In aceasta categorie se pot include datorita lipsei sarcinii electrice si neutrinii.

A cincea categorie o formeaza particulele obtinute sau in radiatia cosmica sau in acceleratoarele de mare putere, ca mezonii sau mionii, particulele V etc, care au o natura tranzitorie si timpi de viata foarte scurti.

1.1 Procese de interactie a radiatiior cu materia

Interactiunea diverselor particule in miscare cu materia pe care o strabat se produce in moduri diferite, depinzand atat de proprietatile particulei (masa, energie, sarcina electrica etc), cat si de ale mediului cu care interactioneaza.

Cunoasterea proceselor de interactiune ale fiecarei particule cu materia este necesara atat pentru alegerea sistemului de detectie optim pentru un anumit tip de particula,cat si pentru extragerea anumitor informatii asupra acestui proces in functie de tipul de experienta realizat. Aceste procese pot fi grupate in patru prototipuri: pentru particulele α, β, γ si pentru neutroni. Restul particulelor enumerate interactioneaza cu materia intr-un mod asemanator cu unul din aceste patru procese.

1.1.2 Interactia radiatiei γ

Studiul experimental energiei  si intensitatii radiatiilor γ emise de nuclee, precum si a corelarii geometrice si temporale a radiatiilor emise in cascada de catre un nucleu, constitue o importanta sursa de informatii despre nucleu ca: energii de excitare in nucleu, spinii si paritatile starilor nucleare excitate, duratele de viata, precum si momentele magnetice si electrice ale acestora.

Pe baza acestor date se constituesc schemele de nivele nucleare, in care sunt compilate toate aceste date experimentele intr-o forma care permite relevarea unor trasaturi specifice, a anumitor regularitati si analogii de structura pentru diferitele nuclee. Schemele de nivele stau la baza elaborarii modelelor teoretice nucleare, fiind piatra de incercare a acestora.

In procesul detectiei radiatiilor γ cu detectori de scintilatie, spectrul lor energetic este convertit intr-un spectru de amplitudini ale impulsurilor de raspuns.

Acest spectru de amplitudini are o forma relativ complicata chiar pentru radiatii γ monoenergetice, consecinta a diferitelor moduri de interactiune a radiatiilor γ cu cristalul detector. In functie de energia radiatiilor γ si de dimensiunea cristalului detector, aspectul spectrului de amplitudini sufera anumite modificari.

Geometria sursa-detector este inca un parametru care isi spune cuvantul asupra formei spectrului.

Pentru extragerea informatiei “curate” asupra propietatilor radiattilor γ detectate se impune o analiza detaliatata a spectrului de amplitudine si a provenientei diferitelor picuri si distributiei continue prezenta in spectru. Acesta analiza ajuta la evitarea contributiei suparatoare a unor fenomene care nu intereseaza si la o justa estimare a corectiilor necesare in prelurarea datelor experimentale.

Odata cu detectarea razelor γ pot fi inregistrare si alte radiaii electromagnetice secundare, precum radiatia de frinare sau radiatie X caracteristica, care complica forma spectrului.

1.1.2.1 Interactiunile radiatiilor γ utilizate in detectie

In general, radiatiile γ pot interactiona in foarte multe moduri cu o substanta, dar la detectia lor sunt eficiente practic numai trei interactiuni: fectul fotoelectric, efectul Compton si crearea de perechi e⁺-e^-. In fiecare din aceste procese apare electronul(sau pozitronul) ca particule secundare si care preiau total sau patial, sub forma de energie cinetica (si de repaus in cazul perechii e⁺-e^-), energia cuantei γ incidente. La miscarea prin cristalul scintilator a electronilor(pozitronului) , prin ionizari si excitari succesive ale atomilor cristalului(urmate de scintilatii), energia cinetica intiala este diminuata pina la energiile termice. Parcusul particulelor este foarte mic in comparatie cu dimensiunile cristalului si deci ele nu pot parasi cristalul: electronii sfirsesc prin a fi capturati de atomii din cristal, iar pozitronii se vor anihila cu cite un electron din cristal si se formeza doua(uneori chiar trei) cuante γ secundare.

In functie de energia cuantei γ incidente si de dimensiunile si tipul detectorului, contributia relativa de detectie a celor trei procese variaza.

Energia γ si tipul detectorului(Z) intervin in sectiunea eficace de interactie in mod diferit in cele trei procese.

Sectinile eficace de interactie corecpunzatoare sunt date de relatiile:

σ_fotoelectroc~Z⁵*E _γ^-7/2 pentru E_k<E <m_ec²

σ_fotoelectroc~Z⁵*E _γ^-1/2 pentru E >m_ec²

σ_Compt~Z*E _γ^-1

si  σ_perechi~Z*lnE _γ cind 5m_ec²<Eγ<50m_ec²

iar sectinea totale de inertactie este :

σ = σ_f+ σ_c+ σ_p

Sectiunea macroscopica Σ pentru particule neutre, deci si pentru foton, este de obicei definita ca produsul dintre sectiunea eficace σ si numarul de nuclee n dinr-un cm³ de substanta

Σ= σ*n= Σ_f+ Σ_c+ Σ _p

Sectiunea macroscopica Σ coincide cu coeficientul de atenuare liniara μ din bine cunoscuta lege de atenuare exponentiala a intensitatii razelor γ

I= I₀*e^-μx

ce trec printr-un strat de material de grosime x si densitate ρ si numar atomic A, si pentru care

μ= Σ= = μ_f+ μ_c+ μ_p

Din studiul dependentei de energia E_γ a coeficientilor de absorbtie partiali(μ_f, μ_c, μ_p) si total(μ) reiese faptul ca la energii joase(<100kev), efectul fotoelectric este suveran in detectie: are sectiunea de producere cu ordine cu mult mai mare decit efectul Compton, iar crearea de perechi – fiind un efect cu prag de producere – are sectiunea zero.

La energii E_γ ~300-500kev, efectul fotoelectric si efectul Compton au sectiuni comparabile, dar pentru energii mai mari efectul Compton devine preponderent.

Crearea de perechi incepe sa se produca la energii E_γ>1,2Mev si este esentiala in decectia radiatiilor γ de energii foarte mari.

Deosebit de impotant pentru procesul de detectie este modul in care se distribuie energia E_γ a cuantelor γ incidente intre produsii finali ai interactiunii.

In efectul fotoelectric rezulta in final un electron care preia practic intreaga energie a fotonului γ incident, exceptind energia necesara expulzarii electronului

E=E_x+E_e

unde E_x este energia de legatura a electronului in atom, iar E_e este energia cinetica a electronului expulzat din atom cu E_x<< E_e.

Deci, energia cuantei γ incidente ramine integral in cristal si este convertita in energie luminoasa (E_ν)_f cu un randament de conversie , astfel

(E_ν)_f=η*E_γ

La efectul Compton rezulta doua produse ale interacstiei: un electron de recul cu impulsul p_e si energia E_e si o cuanta γ de impuls p_γ’ si energie E_γ’.

Legile de conservare a energiei si impulsului dau

iar θ(unghiul format de directiile celor doua impulsuri ale cuantelor γ si γ^’) poate lua orice valoare in intervalul 0-180⁰. se vede ca in functie de unghiul sub care pleaca electronul si fotonul γ^’ , energia E_γ’ variaza . Electronul , asa cum am vazut si la efectul fotoelectric, are parcurs mic in cristal si intreaga sa energie cinetica E_e= E_e(θ) este cedata cristalului si este convertita in energia scintilatiilor luminoase (E_γ)_c, astfel ca

(E_γ)_c=η* E_e(θ)

Desi energia luminoasa obtinuta depinde de E_γ, aceasta dependenta nu este lineara. In plus, pentru un eveniment dat acesta dependenta depinde si de unghiul θ.

Interactia neutronilor cu materia

Interactiunea neutronilor cu materia este diferita fata de cea a particulelor incarcate si a radiatiilor electromagnetice. Interactiunea neutronilor cu electronii atomilor este neglijabila,principalul fenomen de interactiune avand loc cu nucleele atomilor din materie. Reactia neutronului cu un nucleu este

,

unde repreyinta nucleul compus aflat an stare excitata. Nucleul va ramane in aceasta stare un timp foarte scurt . Energia de excitatie include atat energia cinetica, cat si energia de legatura.

In functie de modul in care este eliminat surplusul de energie, pot avea loc diferite reactii nucleare.

Toate procesele care au loc la interactiunea neutronului cu materia depind de energia fasciculului de neutroni si de caracteristicile materialului absorbant. Neutronii, in functie de energia lor, pot fi clasificati in neutroni reci, lenti, termici, epitermici, rapizi si ultrarapizi.

Procesele de interactiune a neutronilor cu materia sunt urmatoarele:

imprastiere elastica (n,n), cand in urma ciocnirii neutronul cedeaza energie nucleului fara a-l aduce in stare excitata.

imprastiere inelastica  (n,γ), (n,2n), (n, n), cand in urma ciocnirii nucleul trece intr-o stare excitata, din care revine la starea normala fie prin emiterea unei radiatii γ (n,γ), fie prin emiterea unui neutron secundar atunci cind energia fasciculului de neutroni incidenti este egala sau mai mare de 10 MeV.

reactia de captura (n,γ), cand nucleul bombardat capteaza neutronul si numarul sau de masa creste cu o unitate. Energia de excitatie este eliminata prin emiterea unei cuante γ, avand o energie de cativa MeV. De obicei se intampla la fasciculele de neutroni termici si este numit fenomen de captura prin rezonanta.

emiterea unei particule incarcate (n,p), (n,α),(n,αp), (n,d), (n,t) etc., are loc doar la energii mari ale neutronilor (neutroni rapizi), deoarece particula emisa trebuie sa invinga bariera de potential coulumbian a nucleului. Datorita emiterii unei particule secundare incarcate, care excita si ionizeaza mediul, acest proces este utilizat pentru detectia fasciculelor de neutroni.

fisiunea, care are loc atunci cand un nucleu capteaza un neutron, spargandu-se in doua fragmente de fisiune de mase aproximativ egale. Fenomenul de fisiune este insotit si de emisia a doi sau trei neutroni secundari.