/
Автор: Петров Н.П. Сырнев В.П.
Теги: физика атомная физика ядерная физика радиация серия научно-популярная библиотека
Год: 1960
Текст
РАДИОАКТИВНЫЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И ИХ ИЗМЕРЕНИЯ
НАУЧНО-ПОПУЛЯРНАЯ БИБЛИОТЕКА
Н. П. ПЕТРОВ и В. П. СЫРНЕВ
РАДИОАКТИВНЫЕ
ИЗЛУЧЕНИЯ
И ИХ ИЗМЕРЕНИЯ
(Второе, исправленное и дополненное издание)
ВОЕННОЕ ИЗДАТЕЛЬСТВО
МИНИСТЕРСТВА ОБОРОНЫ СОЮЗА ССР
МОСКВА — I960
ОТ ИЗДАТЕЛЬСТВА
В книге Н. П. Петрова и В. П. Сырнева «Радиоактивные из-
лучения и их измерения» рассказывается о радиоактивных излу-
чениях и методах их обнаружения. Излагаются основы дозиметрии
ионизирующих излучений и способы их регистрации. Дано описа-
ние полевых дозиметрических приборов и правил пользования ими
на зараженной местности в районе атомного взрыва.
•Книга рассчитана на офицеров Советской Армии, 'инструкторов
ДОСААФ и всех интересующихся радиоактивными* излучениями и
их измерениями.
Николай Пантелеймонович Петров, Владиллен Павлович Сырнев
«Радиоактивные излучения и их измерения»
Редактор кандидат технических наук инженер-подполковник А. И. Седов
Редактор издательства Я- AI. Кадер
Художественный редактор Д. М. Голикова
Обложка художника Б. С. Иванова
Технический редактор Волкова В, Е. Корректор Цветкова Л. К.
Сдано в набор 28.10.59 г. Г-60134. Подписано к печати 20.2 60 г.
Формат бумаги 84X108V32 — 6 печ. л. = 9,84 усл. печ. л. = 10,031 уч.-изд. л.
Военное издательство Министерства обороны Союза ССР
Москва, К-9, Тверской бульвар, 18.
Изд. № 1/961. Цена 4 р. 50 к. Зак. 723.
1-я типография
Военного издательства Министерства обороны Союза ССР
Москва, К-6, проезд Скворцова-Степанова, дом 3
ВВЕДЕНИЕ
В этой книге рассказывается о радиоактивных излуче-
ниях и методах их обнаружения и измерения на местно-
сти, зараженной радиоактивными продуктами ядерного
взрыва.
Радиоактивностью называется способность некоторых
веществ самопроизвольно испускать невидимые лучи по-
добно радию. Уже первые работы по изучению радиоак-
тивности, выполненные физиками-экспериментаторами на
рубеже XIX и XX столетий, показали, что радиоактивные
излучения могут оказывать вредное воздействие на здо-
ровье человека. Опасность поражения этими излучениями
усугубляется тем, что они непосредственно невидимы и
неощутимы человеком. Поэтому обнаружение и измерение
радиоактивных излучений преследуют не только физиче-
ские или технические цели, но являются также важней-
шим мероприятием, предупреждающим поражение людей
этими излучениями.
Радиоактивные излучения относятся к группе так на-
зываемых ионизирующих излучений, в которую, кроме
них, входят ультрафиолетовые, рентгеновские, космиче-
ские излучения, а также потоки нейтронов и других ядер-
ных частиц. Область физики, занимающаяся обнаруже-
нием и измерением ионизирующих излучений, получила
название дозиметрии, и соответственно приборы, исполь-
зуемые для этих целей, получили название дозиметриче-
ских приборов.
В настоящее время радиоактивные вещества нашли
широкое применение в промышленности, сельском хозяй-
стве; биологии, медицине и т. д., поэтому дозиметрия ра-
диоактивных излучений из области физических исследо-
ваний превратилась в специальную область измеритель-
ной техники.
1*
3
Особенно возрастает роль и значение дозиметрии в
связи с промышленным использованием атомной энергии,
процесс получения которой связан с образованием боль-
шого количества радиоактивных веществ.
Уже сейчас совершенно ясно, что развитие промыш-
ленного производства будет тесно связано с широким ис-
пользованием ядерной энергетики. Однако в настоящее
время в сознании многих людей потенциальные опасности,
связанные с возможным военным применением ядерной
энергии, заслоняют великие перспективы ее использования
для блага человечества.
Радиоактивные излучения, возникшие вследствие при-
менения ядерного оружия или при использовании ядер-
ной энергии в мирных целях, могут быть одинаково опас-
ными для здоровья человека.
Однако качественное отличие состоит в том, что при
мирном использовании ядерной энергии эту опасность
можно контролировать и управлять ею. Следует заметить,
что люди всегда подвергаются действию ионизирующего
излучения (космические лучи, естественные радиоактивные
загрязнения), поэтому новым фактором, возникшим в ре-
зультате использования ядерной энергии в мирных и
военных целях, является не природа опасности, а ее мас-
штаб. В силу контролируемости процессов мирного при-
менения ядерной энергии степень опасности поражения
людей, участвующих в ее получении, может быть снижена
до таких же пределов, как и при использовании других
источников энергии, поставленных на службу человеку.
Как известно, ядерное оружие отличается от обычных
видов оружия не только значительно большим разрушаю-
щим и поражающим действием, но и спецификой своих
поражающих факторов. Одной из специфических особен-
ностей атомного оружия является возникновение радио-
активного заражения в районе взрыва. Радиоактивное
заражение местности может быть также создано в резуль-
тате применения специально приготовленных радиоактив-
ных смесей, получивших название боевых радиоактивных
веществ (БРВ).
Одним из основных мероприятий противоатомной за-
щиты войск является радиационная разведка, позволяю-
щая своевременно обнаружить радиоактивное заражение
местности и определить, насколько опасно пребывание на
ней личного состава.
4
Характерной особенностью радиоактивных веществ яв-
ляется невозможность их обнаружения без дозиметриче-
ских приборов. Это объясняется тем, что радиоактивные
излучения, испускаемые такими веществами, как уже от-
мечалось, невидимы. Сами же радиоактивные вещества
также не могут быть обнаружены, так как они, во-первых,
не обладают никакими специфическими свойствами (цвет,
запах, вкус), а во-вторых, весовое количество радиоак-
тивных веществ даже при сильном заражении местности
составляет ничтожные доли грамма на одном квадратном
метре. Поэтому для выполнения поставленных задач ра-
диационная разведка должна иметь в своем распоряже-
нии дозиметрические приборы. С помощью этих приборов
можно быстро и с необходимой точностью определить
интенсивность радиоактивного излучения, наличие и
степень заражения радиоактивными веществами лю-
дей, грунта, воздуха, воды, продовольствия, вооруже-
ния.
Следует подчеркнуть, что своевременное обнаружение
зараженных участков местности и воздуха создает воз-
можность устранить потери личного состава, действую-
щего на зараженной местности.
Цель книги — рассказать о сущности дозиметрических
измерений, проводимых на радиоактивно зараженной
местности, а также о принципах действия и устройстве
основных типов дозиметрических приборов. Для более
глубокого уяснения методов обнаружения и измерения
радиоактивных излучений в книге значительное внимание
уделяется рассмотрению свойств радиоактивных излуче-
ний и основных методов дозиметрии.
Верный своей миролюбивой политике, Советский Союз
требует запрещения атомного и водородного оружия, как
оружия массового уничтожения людей. Но борьба СССР
за запрещение атомного оружия встречает яростное со-
противление агрессивных кругов капиталистических стран.
Всем очевидно, что дальнейшие испытания ядерного ору-
жия имеют целью усовершенствовать и упростить его, а
также удешевить его производство. Трудно оценить все
последствия, которыми грозит человечеству мировая война
с применением ядерного оружия. Ядерные взрывы в слу-
чае такой войны уничтожат не только колоссальное коли-
чество людей и огромные материальные ценности, но они
5
также окажут вредное генетическое 1 действие на остав-
шихся в живых, угрожая не только нынешнему поколе-
нию, но и будущим поколениям человечества. Вот по-
этому немедленное прекращение испытаний ядерного
оружия и является проблемой, наиболее сильно волную-
щей мировое общественное мнение.
Жонглируя атомным и водородным оружием, импе-
риалисты явно стремятся держать народы мира под
постоянным страхом ядерной войны. Судя по заявлениям
реакционных политиков и генералов, в результате таких
действий им удалось довольно сильно напугать самих
себя, и это уже плохо, так как трудно проводить разум-
ную политику, когда явно нарушено душевное равновесие.
Однако советских людей им запугать не удалось и не
удастся.
Наши люди знают, что Советские Вооруженные Силы
располагают надежными и самыми совершенными сред-
ствами для защиты от нападения и в случае необходимо-
сти для немедленного и сокрушительного удара по агрес-
сору.
1 Генетика — наука о наследственности организмов н их из-
менчивости (см, Краткая энциклопедия «Атомная энергия»,
стр. 103).
I. РАДИОАКТИВНОСТЬ
1. Радиоактивный распад атомов
Краткие сведения о строении атома и его ядра. Неис-
числимое многообразие окружающих нас предметов пост-
роено из сравнительно небольшого числа химических
элементов. В настоящее время известно 102 химических
элемента: водород, азот, кислород, углерод, натрий, же-
лезо, ртуть, уран и другие. Большинство веществ, суще-
ствующих в природе, являются сложными, то есть со-
стоят из нескольких химических элементов. Например,
вода является соединением двух элементов: кислорода и
водорода. Ткани тела человека состоят из ряда сложных
химических веществ, в состав которых входят водород,
кислород, азот, углерод, фосфор, кальций и много других
элементов.
Различие свойств отдельных химических веществ
объясняется тем, что они состоят из разного сорта моле-
кул. Молекула — это наименьшая частица сложного ве-
щества, которая обладает химическими свойствами этого
вещества. Хотя молекулы чрезвычайно' малы, они вовсе
не являются неделимыми. Молекулы — сложные образо-
вания, состоящие из более мелких частиц вещества —
атомов. Комбинируясь, различными способами, атомы
образуют молекулы.
Атом — наименьшая частица химического элемента,
обладающая теми же химическими свойствами, что и сам
элемент. Поэтому в соответствии с общим числом извест-
ных химических элементов число различных атомов в на-
стоящее время достигает 102.
Атом не является мельчайшей известной нам частицей
вещества, он — сложное образование, состоящее из еще
7
более мелких частиц, названных элементарными, — элект-
ронов, протонов и нейтронов.
Еще задолго до появления современной теории строе-
ния атома и его ядра было установлено, что электроны
входят в состав любого вещества и их свойства совер-
шенно одинаковы.
Электрон — отрицательно заряженная частица. По со-
временным представлениям заряд электрона есть наи-
меньший электрический заряд, какой существует в при-
роде.
Абсолютная величина всякого заряда, как положи-
тельного, так и отрицательного, всегда кратна заряду
электрона. Вот почему заряд электрона часто называется
элементарным. Это обстоятельство, в частности, обусло-
вило выбор единицы измерения электрического заряда в
атомной физике, в качестве которой взят заряд элек-
трона. Такая единица заряда обозначается буквой е.
Как известно, в практической системе единиц за еди-
ницу заряда выбран кулон. Кулон есть количество элек-
тричества, переносимое за одну секунду током в один
ампер. Заряд электрона, выраженный в кулонах, равен
е=1,6- 10“19 кулона.
Масса (покоя) электрона, выраженная в граммах,
равна 9,1 • 10"28 г и приблизительно в 1800 раз меньше
массы наиболее легкого из атомов — атома водорода.
Зависимость массы электрона, как и любого другого
тела, от скорости его движения может быть обнаружена
лишь при очень больших скоростях, соизмеримых со ско-
ростью света. Например, при скорости электрона
150 000 его масса возрастает приблизительно на 15°/о.
Атом любого элемента состоит из ядра, заряженного
положительным электричеством, и электронов, которые
вращаются вокруг ядра.
Между электронами и ядром атома существуют куло-
новские (электрические) силы притяжения. Однако элек-
троны не падают на ядро, так как кулоновские силы при-
тяжения к ядру уравновешиваются центробежными си-
лами, возникающими за счет быстрого вращения элек-
тронов.
Все сорта атомов в определенной последовательности
расположены в периодической таблице элементов вели-
8
кого русского ученого Д. И. Менделеева. Атом с поряд-
ковым, или атомным, номером Z в этой таблице имеет
положительный заряд ядра, равный Z * е.
Обычно атомы электрически нейтральны, так как по-
ложительный заряд ядра уравновешивается отрицатель-
ным зарядом электронов. Отсюда следует, что и заряд
электронов в нейтральном атоме равен Z • еу поэтому
число электронов в атоме равно числу положительных
зарядов Z ядра.
Электрически нейтральный атом каждого последую-
щего элемента в периодической системе элементов имеет
на один электрон больше предыдущего, следовательно, и
положительный заряд ядра возрастает на единицу. Таким
образом, все многообразие физических и химических
свойств отдельных элементов обусловлено различием в
величине зарядов ядер их атомов. Иначе говоря, индиви-
дуальность атома определяется его ядром. Необходимо
иметь в виду, что если от атома вследствие каких-либо
причин отрывается или присоединяется один или не-
сколько электронов, то от этого атом данного элемента не
превратится в атом иного элемента. При отрыве электро-
нов от нейтрального атома он становится положительно
заряженным (а при присоединении электронов — отрица-
тельно заряженным) ионом.
Совокупность электронов в атоме называют электрон-
ной оболочкой. Электроны в оболочке располагаются не
на одном расстоянии от ядра,.а слоями, причем в каждом
слое электрически нейтрального атома может находиться
лишь определенное число электронов. В ближайшем к
ядру слое, получившем название К-слоя, может нахо-
диться не более двух электронов, во втором, более удален-
ном слое (L-слое) — не более восьми электронов, в тре-
тьем слое (7И-слое) — не более 18 электронов и т. д.
Электроны каждого слоя имеют орбиты вращения оди-
наковых радиусов. Причем для каждого сорта атомов ве-
личина радиусов орбит данного слоя имеет строго опре-
деленную величину. Поэтому принято говорить, что
электроны в атоме могут вращаться вокруг ядра лишь на
«разрешенных» расстояниях.
Расстояние от ядра до ближайших слоев электронной
оболочки, значительно превышает размеры ядер. Так, для
атома водорода расстояние между ядром и электроном
9
имеет величину порядка 10~8 см, что в несколько' десятков
тысяч раз больше радиуса ядра.
Электроны в нейтральных атомах различных элемен-
тов группируются так, что заполнение слоев электронами
происходит последовательно от ближайшего к ядру слоя
к последующим слоям, все более и более удаленным от
ядра. Такое размещение электронов, как мы увидим да-
лее, соответствует их наиболее крепкой связи с ядром.
Например, единственный электрон в атоме водорода
(2=1) помещается в слое, ближайшем к ядру. У гелия
(Z = 2) в электронной оболочке имеется 2 электрона, ко-
торые находятся в первом -слое. У последующих элементов
увеличение электронов происходит путем постепенного за-
полнения следующих слоев. Так, 2 электрона у атома ли-
тия находятся в первом слое, а 3-й во втором.
Электроны внешнего слоя слабее всего связаны с яд-
ром атома. Их называют валентными электронами. Эти
электроны принимают участие в химических реакциях,
связанных с образованием молекул. Заметим, что при хи-
мических реакциях происходит только перегруппировка
электронов в атомах, сами же ядра атомов не подвер-
гаются каким-либо изменениям.
Размеры ядер атомов элементов несколько различны;
в среднем их диаметр имеет величину порядка 1СГ13 см,
то есть примерно в 100 000 раз меньше диаметра атома.
Масса электронов оболочки атома мала по сравнению с
массой ядра. Например, масса 92 электронов урана
(Z = 92) меньше массы его ядра в 4550 раз. Таким обра-
зом, масса атома фактически полностью сосредоточена
в его ядре, и поэтому пространство, приходящееся на
каждый атом, почти совершенно не заполнено веществом.
Например, сумма объема ядер атомов и объема элек-
тронов, содержащихся в 1 м3 платины (такой объем пла-
тины весит приблизительно 21 тонну), составляет всего
1 мм3. Остальная часть объема есть промежутки между
ядрами и электронами.
Однако необходимо иметь в виду, что промежутки ме-
жду ядрами и электронами не являются «пустыми», они
заполнены электромагнитным полем, которое создается
вокруг атомного ядра и вокруг каждого электрона, так
как ядра и электроны являются заряженными частицами.
Советским физиком Д. Д. Иваненко впервые было вы-
сказано предположение, что ядро атома имеет сложное 10
10
строение и в состав его входят два типа элементарных
частиц: протоны и нейтроны.
Протон представляет собой положительно заряжен-
ную частицу, нейтрон — частицу, не имеющую заряда.
Заряд протона по величине равен заряду электрона.
/Массы нейтрона и протона приблизительно равны и при-
мерно в 1800 раз больше, чем масса электрона.
Заряд ядра равен сумме зарядов протонов, так как в
ядре только они являются заряженными частицами. От-
сюда следует, что число протонов в ядре равно порядко-
вому номеру Z.
Ядро атома водорода имеет простейшее строение, оно-
состоит из одного протона, поэтому атом водорода зани-
мает первое место в таблице Менделеева. Вокруг ядра
этого атома вращается один электрон.
Второе место в таблице занимает элемент гелий.
Ядро атома гелия имеет положительный заряд, равный
двум единицам, то есть в состав этого ядра входят два
протона (Z = 2). Кроме того, в ядро гелия входят два
нейтрона. В электронной оболочке атома гелия находятся
два электрона.
Девяносто второе место в таблице Менделеева зани-
мает элемент уран. В состав ядра атома урана входят
92 протона, и соответственно этому в электронной обо-
лочке имеются 92 электрона.
Кроме величины заряда ядра, важнейшей характери-
стикой атома является его масса. Истинная масса атомов
в граммах выражается крайне малыми числами, поэтому
для удобства пользуются относительным атомным весом
(массой), за единицу которого принята 'Vie часть веса
атома кислорода. Атомная единица массы \ выраженная
в граммах, равна 1,77 • 10"24. Например, масса атома во-
дорода в этих единицах равна 1,008, масса атома гелия —
4,003 и т. д.
Масса атома, округленная до целых чисел, называется
массовым числом — А. Массовое число водорода А = 1,
гелия А = 4 и т. д. Массовое число равно числу протонов
и нейтронов, входящих в состав ядра, поэтому число ней-
тронов в ядре равно N = А — Z.
Существует много атомов, ядра которых содержат
равное число протонов, но разное числом нейтронов. Мас-
1 Сокращенно атомную единицу массы обозначают Аем.
И
совые числа у этих атомов различны, но их химические
свойства одинаковы, так как они имеют один и тот же за-
ряд ядра и, следовательно, занимают одно и то же место
в таблице Менделеева. Такие атомы получили название
изотопов. Само слово «изотоп» происходит от греческого
слова «изос» •— равный и «топос» — место.
Все химические элементы имеют по нескольку изото-
пов. Например, элемент водород имеет три изотопа: лег-
кий водород — протий (Л = 1), тяжелый водород — дей-
терий (Л = 2) и сверхтяжелый водород — тритий (Л = 3).
В состав ядер этих трех изотопов входит по одному про-
тону, число же нейтронов соответственно равно 0, 1, 2.
Уран имеет 11 изотопов, кислород — 6 изотопов и т. д.
Для обозначения изотопа в дальнейшем наряду с на-
званием элемента или его химическим символом будет
указываться также его массовое число. Например, запись
натрий 24 (Na24) означает изотоп элемента натрия с мас-
совым числом Л = 24; уран 235 (U235) — изотоп элемента
урана с массовым числом Л •= 235 и т. д.
Опыт показывает, что ядра атомов исключительно
устойчивы ко всяким внешним воздействиям. Они могут
сохранять свои свойства даже при звездных температурах
(десятки миллионов градусов) и звездных давлениях
(миллиарды атмосфер). Своей устойчивости ядро обязано
силам притяжения, действующим между элементарными
частицами, входящими в его состав. Эти силы получили
название ядерных. Наряду с ядерными силами в ядре
между протонами действуют кулоновские силы отталки-
вания. Если предположить, что ядерные силы отсутст-
вуют, то ядро должно мгновенно разрушиться, так как все
протоны под действием кулоновских сил отталкивания
разлетятся в разные стороны.
Природа ядерных сил в настоящее время окончательно
не выяснена. Однако об этих силах можно сказать сле-
дующее. Ядерные силы действуют между всеми части-
цами, входящими в состав ядер. Силы эти короткодей-
ствующие, они играют существенную роль только при рас-
стояниях порядка Ю-112—10"13 см, то есть проявляют себя,
когда частица приходит почти в непосредственное сопри-
косновение с атомным ядром. Наконец, ядерные силы на
расстояниях порядка 10-13 см отличаются от кулоновских
сил своей огромной величиной и легко нейтрализуют их
отталкивающее действие.
12
Природа радиоактивности. В 1896 году французский
физик Беккерель установил, что химические соединения
урана испускают какие-то невидимые лучи. Под действием
этих лучей воздух становился проводником электриче-
ского тока, происходило почернение фотопластинки и све-
чение некоторых веществ. Изучением природы обнару-
женных излучений занялись талантливые физики Пьер
Кюри и Мария Кюри-Складовская. Два года спустя ими
был открыт новый элемент, создававший болеее сильное
излучение, чем соединения урана. Этому элементу было
дано наименование радий, что означает «лучистый». С тех
пор способность некоторых веществ испускать невидимые
лучи подобно радию получила название «радиоактив-
ность».
В настоящее время свойства радия изучены хорошо.
Радий — металл серебристого цвета, по химическим свой-
ствам 'близкий к барию. Встречается радий в очень мно-
гих минералах, но в ничтожных количествах. Обычно он
добывается из урановой руды, которая наиболее богата
им (в 1 тонне этой руды содержится в среднем около
0,2 г радия). Как правило, радий получается в виде хло-
ристой RaCl2 и бромистой RaBr2 солей. Радий весьма
дорогое вещество, его мировая добыча даже в настоящее
время не превышает 100 г ежегодно.
Исследование радиоактивного излучения препаратов
радия и других веществ показало-, что в его состав входит
три вида различных по своей природе излучений, которые
были названы альфа ((а)-, бета (р)- и гамма (у)-лучами.
Альфа-лучи оказались потоком заряженных частиц, име-
ющих атомный вес, равный 4, и положительный заряд,
равный двум элементарным зарядам. Иными словами,
альфа-частицы являются ядрами атомов изотопа ге-
лия Не4. Скорость альфа-частиц, испускаемых препаратом
радия, достигает 10 000 км/сек.
Изучение бета-лучей показало, что они являются пото-
ком отрицательно заряженных частиц. Бета-частицы
имеют элементарный электрический заряд и массу, рав-
ную массе электрона, и являются просто электронами,
движущимися со скоростями, достигающими огромных
значений порядка 270 000 км/сек.
Гамма-лучи по своей природе оказались подобными
рентгеновским лучам и представляют собой невидимое
13
электромагнитное излучение. На
рис. 1 изображена шкала электро-
магнитных излучений, обнаруженных
человеком в природе. К таким излу-
чениям относятся радиоволны, ин-
фракрасные лучи, видимые лучи,
ультрафиолетовые лучи, рентгенов-
ские лучи, гамма-лучи. Часто элек-
тромагнитные излучения объединяют
под общим названием — свет. Ско-
рость распространения для всех
электромагнитных излучений одина-
кова и в пустоте составляет
300 000 км/сек. Различие в свойст-
вах излучений (в частности, для ви-
димого света — в цвете) определяет-
ся различием длины волны. Из
рис. 1 видно, что гамма-лучи имеют
длину волны приблизительно от
3- 10“9 см до сколь угодно малых и
являются наиболее коротковолновым
электромагнитным излучением.
Современные достижения физики
показывают, что электромагнитные
излучения испускаются источниками
в виде отдельных порций — фотонов
(квантов). Квант — материальная
частица, обладающая энергией и
массой. Величина энергии кванта за-
висит от длины волны электромаг-
нитного излучения. Эксперименталь-
но и теоретически установлено, что
энергия кванта пропорциональна ча-
стоте колебаний электромагнитного
излучения. Величина энергии кванта
и длина волны излучения связаны
однозначной зависимостью, поэтому
электромагнитное излучение можно
характеризовать или длиной волны,
или энергией кванта. Гамма-излу-
чение обычно принято характеризо-
вать величиной энергии кванта.
Энергию радиоактивных излуче-
14
ний измеряют в специальных единицах. За единицу энер-
гии 'в атомной физике принят электронвольт (эв). Элект-
тронвольт — это такая энергия, которую приобретает
электрон, проходя в электрическом поле разность потен-
циалов, равную одному вольту. Производной единицей
является мегаэлектронвольт (обозначается Мэв), рав-
ный одному миллиону электронвольт.
В мире окружающих нас больших тел электронвольт
очень небольшая энергия; например, для того чтобы на-
греть 1 г воды всего лишь на одну тысячную градуса, не-
обходимо затратить тепловую энергию, равную 26 милли-
ардам мегаэлектронвольт! Однако в мире атома электрон-
вольт— значительная единица энергии. При нормальных
условиях атомы и молекулы различных тел обладают
тепловой энергией, измеряемой сотыми долями электрон-
вольта. Например, если бы каждая молекула воды при-
обрела тепловую энергию, равную 1 эв, то температура
воды поднялась бы до 1,3 тысячи градусов! Энергия кван-
тов видимого солнечного света — световых фотонов со-
ставляет всего лишь несколько электронвольт, бета-,
альфа-частицы и гамма-кванты могут иметь энергию, рав-
ную нескольким миллионам электронвольт. Поэтому ра-
диоактивные излучения в отличие от световых лучей
являются излучениями больших энергий. Энергию радио-
активных излучений обычно принято измерять в мега-
электронвольтах.
В результате многочисленных научных исследований
было убедительно показано, что радиоактивные излучения
имеют ядерное происхождение. Они испускаются неустой-
чивыми ядрами в момент самопроизвольного превраще-
ния последних в ядра атомов других элементов. Поэтому
изотопы элементов, ядра которых претерпевают само-
произвольный распад, получили название ра-
диоактивных. В частности, было установлено, что элемент
радий является продуктохМ ряда последовательных ра-
диоактивных превращений, началом которого является
изотоп U238. Было выяснено также, что продукты распада
радия являются радиоактивными и сами претерпевают
ряд последовательных превращений, прежде чем превра-
тятся в стабильные изотопы.
Радиоактивные изотопы, которые могут быть обнару-
жены в природных условиях, получили название есте-
ственных. Большая часть естественных радиоактивных
15
изотопов может быть объединена в четыре группы: семей-
ство урана («родоначальник» U238), семейство тория
(«родоначальник» Th232), семейство нептуния («родона-
чальник» U233) и семейство актиния («родоначальник»
U235). Конечными продуктами этих семейств являются
стабильные изотопы свинца: РЬ206, РЬ208, РЬ209 и РЬ207
соответственно. Кроме того, известно несколько естествен-
ных радиоактивных изотопов, це входящих в эти семей-
ства (К40, Rb87 и др.).
Всего в настоящее время известно около 1000 радио-
активных изотопов, причем преобладающая часть из них
была получена искусственным путем.
Искусственная радиоактивность была открыта в
1934 г. Ирен Кюри и Фредериком Жолио-Кюри. Они
установили, что в результате бомбардировки некоторых
атомных ядер ядрами гелия (а-частицами) возникают
радиоактивные изотопы таких химических элементов, ко-
торые в обычных условиях устойчивы и радиоактив-
ностью не обладают. В настоящее время лабораторным
путем приготовляются радиоактивные изотопы всех без
исключения известных химических элементов, а также
элементы, не найденные в природе и занимающие
93—102 места в таблице Менделеева. Искусственные ра-
диоактивные изотопы в лабораторных условиях полу-
чаются путем бомбардировки ядер атомов стабильных
изотопов нейтронами, протонами, дейтеронами (ядра тя-
желого водорода) и другими частицами. Для разгона
протонов, ядер гелия и других заряженных частиц ис-
пользуются специальные установки (циклотроны, бета-
троны, синхрофазотроны и др.). В очень больших количе-
ствах искусственные радиоактивные изотопы могут быть
получены в ядерньгх реакторах'1, где они возникают в ре-
зультате деления тяжелых ядер (урана, плутония) или
при облучении стабильных изотопов потоком нейтронов.
Мощным источником искусственных радиоактивных ве-
ществ является атомный взрыв, о нем мы будем говорить
подробнее в главе III.
Виды радиоактивного распада. Как уже отмечалось,
радиоактивный распад представляет собой самопроиз- 1
1 Об устройстве и принципе действия ядерного реактора
см. Краткую энциклопедию «Атомная энергия», стр. 549.
16
вольное превращение ядер атомов одного элемента в ядра
атомов другого элемента.
Очевидно, такие превращения возможны лишь при
изменении электрического заряда ядра, величина кото-
рого зависит от числа протонов. Следовательно, радио'-
активный распад есть внутриядерное превращение, свя-
занное с изменением числа протонов в ядре. Различают
следующие основные виды радиоактивных превращений:
а-распад, p-распад и К-захват. При альфа-распаде
ядром испускается а-частица, которая является ядром ге-
лия (Z = 2, А = 4). Нетрудно сообразить, что при испу-
скании альфа-частицы исходное ядро превращается в
ядро нового элемента, имеющего заряд ядра на две еди-
ницы, а массовое число на четыре единицы меньше, чем у
исходного ядра.
Например, атомы плутония 239 путем альфа-распада
превращаются в атомы урана 235, ядра которого имеют
заряд на две единицы, а массовое число на четыре еди-
ницы меньше, чем у ядра плутония.
Таким образом, в результате альфа-распада ядра об-
разуется ядро нового элемента, стоящего в периодической
системе на два места левее исходного элемента.
Радиоактивные вещества, ядра атомов которых пре-
терпевают превращения путем альфа-распада, получили
название альфа-активных.
Бета-распад проявляется в двух формах: бета-
электронный распад (р~) и бета-позитронный распад (Р).
При бета-электронном распаде ядром испускается элек-
трон. Исходный атом в этом случае превращается в дру-
гой атом, имеющий заряд ядра на одну единицу больше,
так как потеря одного отрицательного заряда равноценна
приобретению одного положительного заряда. Масса
электрона мала (0,0005 Аем), поэтому массовое число у
вновь образованного ядра остается тем же, что и у исход-
ного ядра.
На рис. 2 показана схема радиоактивного распада
ядра атома натрия 24, которое путем испускания элек-
трона превращается в ядро атома магния, имеющего за-
ряд на одну единицу больше.
Таким образом, в результате электронного бета-рас-
пада образуется ядро нового элемента, стоящего в перио-
дической системе элементов на одно место правее исход-
ного элемента.
2 Н П Петров и В П. Сырнев
17
Утверждение о том, что из ядра натрия 24 вылетает
электрон, может вызвать возражение читателя, так как
в ядре нет электронов. Тем не менее это утверждение не
ошибочно. Но откуда берется электрон? По современным
воззрениям, нейтроны, входящие в состав ядер атомов
радиоактивных изотопов, могут самопроизвольно превра-
Рис. 2. Схема радиоактивного пре-
вращения натрия 24
щаться в протоны. Каж-
дый отдельный акт такого
превращения нейтрона в
протон сопровождается
испусканием электрона.
Вылет электрона сигнали-
зирует о том, что один из
нейтронов превратился в
протон, при этом, кроме
электрона, испускается
еще и другая частица, не
имеющая заряда и обла-
дающая массой, значи-
тельно меньше массы
электрона. Эта частица
получила название «нейтрино», что означает «маленький
нейтрон».
Следует заметить, что нейтроны в свободном состоя-
нии, то есть вне ядер атомов, также радиоактивны; они
путем электронного бета-распада превращаются в про>-
тоны.
При бета-позитронном распаде ядром испускается по-
зитрон. Позитрон — положительно заряженная частица,
имеющая массу, равную массе электрона, и заряд, рав-
ный по абсолютной величине заряду электрона. Необхо-
димо отметить, что этот вид радиоактивного распада
встречается лишь у искусственных радиоактивных изо-
топов.
При испускании позитрона исходный атом превра-
щается в другой атом, имеющий заряд на одну единицу
меньше, то есть в результате позитронного распада обра-
зуется ядро нового элемента, стоящего в периодической
системе элементов на одно место левее исходного эле-
мента.
Испускание ядром позитрона сигнализирует о том,
что один из протонов ядра превращается в нейтрон, при
этом также испускается нейтрино.
18
Таким образом, в неустойчивых ядрах нейтрон может
обращаться в протон ((Т-распад), а протон — в нейтрон
(|Зк-распад). В связи с этим в настоящее время протон и
нейтрон рассматривают как два состояния одной и той же
тяжелой частицы, названной «нуклоном» (по-латински
nucleus — ядро).
Радиоактивные вещества, испускающие электроны или
позитроны, получили название бета-активных изотопов.
К - з а х в ат — радиоактивное превращение, которое,
как и позитронный бета-распад, было открыто при изу-
чении искусственной радиоактивности.* При К-захвате ра-
диоактивное ядро захватывает один из электронов
К-слоя, вследствие чего один из протонов ядра превра-
щается в нейтрон, при этом, как и в случае позитронного
распада, заряд ядра уменьшается на одну единицу.
У большинства радиоактивных веществ ядра атомов
одного и того же изотопа претерпевают распад определен-
ного вида. Однако существует ряд изотопов, ядра атомов
которых могут иметь радиоактивные превращения раз-
личного вида. Например, у изотопа медь 64 31°/о атомных
ядер испытывает (З'-распад, 15% — ₽"-распад, а осталь-
ные 54% — К-захват.
Бета-, альфа-распад и К-захват многих радиоактивных
изотопов сопровождается испусканием гамма-излучения.
Источником гамма-излучения являются так называемые
«энергетически возбужденные» ядра. Такие ядра появля-
ются в результате радиоактивного распада в тех случаях,
когда вновь возникшее ядро обладает избытком энергии
по сравнению со своим нормальным состоянием. Энерге-
тически возбужденное ядро неустойчиво, уже в среднем
через 10“13 сек оно освобождается от избытка энергии пу-
тем испускания одного или нескольких гамма-квантов.
Например, в результате (Г-распада ядра натрия 24
(рис. 2) образуется ядро Mg24, находящееся в энергети-
чески возбужденном состоянии. От этого избытка энергии
ядро магния 24 освобождается путем испускания двух
гамма-квантов.
Однако следует заметить, что энергетически возбуж-
денные ядра могут освобождаться от избыточной энергии
не только путем испускания гамма-излучения. Так, экспе-
риментально установлено, что энергетически возбужденные
ядра некоторых элементов передают свою избыточную
2*
19
энергию непосредственно электронной оболочке атома.
Эта энергия расходуется на отрыв одного из электронов
оболочки (обычно из К-слоя) и сообщение ему кинетиче-
ской энергии. Таким образом, в данном случае вместо
гамма-квантов возникают быстрые электроны, которые
получили название электронов внутренней конверсии.
Необходимо подчеркнуть, что гамма-квант не имеет
электрического заряда, поэтому при его испускании заряд
ядра остается неизменным и, следовательно, радиоактив-
ный распад атома не происходит. Поэтому термин «гамма-
распад ядра», который иногда можно встретить, непра-
вилен.
Закон радиоактивного распада. Радиоактивный распад
происходит не сразу у всех атомов, а постепенно. Каждую
секунду из общего числа радиоактивных атомов распа-
дается только определенная часть. Но каждый радиоак-
тивный атом рано или поздно претерпевает превращение.
Закон, по которому уменьшается количество радиоактив-
ных атомов, прост: половина любого количества атомов
данного радиоактивного вещества распадается через оди*
наковое время. Поэтому для характеристики распада ра-
диоактивного элемента принято пользоваться величиной,
называемой периодом полураспада. Период полурас-
пада (Г) — это промежуток времени, в течение которого
распадается половина начального количества атомов.
Период полураспада для различных радиоактивных
изотопов колеблется в широких пределах — от ничтожных
долей секунды до многих миллиардов лет. Например, пе-
риод полураспада радиоактивного натрия 24 равен 15 ча-
сам. Если взять некоторое количество радиоактивного
натрия, то через время, равное 15 часам, останется поло-
вина радиоактивных атомов; через время, равное двум
периодам полураспада (2Т = 30 час), их останется чет-
верть; через время, равное трем периодам полураспада
(37 = 45 час), —Vs часть и т. д.
Период полураспада плутония 239 равен 24 000 лет.
Лишь через 24 000 лет распадется половина атомов взя-
того количества плутония. Уран 235 имеет еще больший
период полураспада — 713 миллионов лет.
Закон радиоактивного распада обычно записывают в
виде
N = N0 • е~"‘,
20
где е—основание натуральных логарифмов, равное
2,718..., для приближенных расчетов прини-
мают 2,7;
М> — первоначальное количество радиоактивных
атомов;
W — количество нераспавшихся атомов через
время t\
\ — постоянная радиоактивного распада, имеющая,
как и период полураспада, для каждого
радиоактивного изотопа вполне определенное
значение. Связь между постоянной X и перио-
дом полураспада Т имеет следующий вид:
гр 0,693
Кривая, определяемая выражением N = NQe-}t и
изображенная на рис. 3, называется экспонентой, по-
этому говорят, что радиоактивный распад происходит по
экспоненциальному закону.
Скорость радиоактивного распада не зависит от фи-
зических и химических условий, в которых находится ра-
диоактивное вешество. Иначе говоря, отсутствуют сред-
Рис. 3. Закон радиоактивного распада. По горизон-
тальной оси отложено отношение времени распада к
периоду полураспада Т-
21
ства, с помощью которых можно было бы ускорить или
задержать радиоактивный распад.
Единица измерения количества радиоактивного веще-
ства. Количество атомов, распадающихся за одну се-
кунду, называется активностью радиоактивного веще-
ства. Чем больше имеется атомов радиоактивного веще-
ства и чем меньше их период полураспада, тем больше
активность вещества. Если период полураспада Т выра-
зить в секундах, а через N обозначить число радиоак-
тивных атомов, то активность вещества Q равна
Q = 0,693 • —.
т
О количестве радиоактивного вещества судят не по его
весу, а по его активности. Это объясняется тем, что опе-
рация взвешивания радиоактивного вещества даже в ла-
бораторных условиях чрезвычайно затруднена, так как
его масса обычно ничтожно мала, и, кроме того, радиоак-
тивный изотоп, как правило, находится в смеси с другими
веществами, в том числе и нерадиоактивными.
За единицу активности и, следовательно, количества
радиоактивного вещества принята единица, получившая
название кюри.
Кюри — это такое количество радиоактивного веще-
ства, в котором происходит 37 миллиардов распадов ато-
мов за 1 секунду (3,7- 1010 расп/сек).
Чем больше период полураспада и массовое число ра-
диоактивного изотопа, техМ большее весовое количество
радиоактивного вещества соответствует одному кюри. Ве-
совое количество радиоактивных атомов, имеющих актив-
ность 1 кюри, можно определить по формуле
Л4 = 0,89 • 1(Г13- А Т,
где А — массовое число;
Т — период полураспада в секундах.
Найдем по этой формуле весовое количество радия,
соответствующее активности 1 кюри. Напомним, что изо-
топ Ra226 имеет Т 1600 лет и А = 226. Выразив период
полураспада радия в секундах, получим
т = 1600 -365 -24 -3600 = 5,1 • 1010 сек,
тогда
М = 0,89 • 10-13 ’226-5,1' Ю10^ 1 г.
22
Таким образом 1 г радия обладает активностью в 1 кюри,
иначе говоря, в 1 г этого изотопа ежесекундно происходит
3,7 • 1010 распадов атомов. Это обстоятельство как раз
и послужило основанием для выбора в качестве единицы
активности — кюри. Так как единица кюри большая, то
часто используют более мелкие единицы: милликюри
(10-3кюри) и микрокюри (10-6 кюри).
1 кюри урана 235 имеет вес около 570 кг, такое коли-
чество урана занимает объем куба с длиной ребра, рав-
ного 31 см. 1 кюри плутония 239 имеет вес около 16 г и
занимает кубик объемом в 1 см3. 1 кюри кобальта 60,
имеющего период полураспада 5 лет, представляет собой
крупинку металла весом около одной тысячной доли
грамма.
Особенно малое весовое количество соответствует од-
ному кюри радиоактивных веществ, период полураспада
которых исчисляется часами или минутами. Один кюри
натрия 24 имеет вес около одной десятимиллионной доли
грамма.
Практически радиоактивное вещество всегда нахо-
дится в смеси с нерадиоактивными веществами; весовое
количество такой смеси, соответствующее активности в
1 кюри, может быть значительно больше, чем вычислен-
ное по выше приведенной формуле. Например, 1 кюри ко-
бальта 60, находящегося в смеси с нерадиоактивным ко-
бальтом 59, может весить более 1 г.
Каждый распад атома альфа- и бета-активпых веществ
сопровождается испусканием соответственно альфа- или
бета-частицы, поэтому активность в 1 кюри соответствует
испусканию радиоактивным веществом в течение одной
секунды 37 миллиардов альфа- или бета-частиц. Таким
образом, если активность источника известна, то испус-
каемый им секундный поток а- или р-частиц можно опре-
делить по формуле
Ф = 3,7 • 1010 • Q частиц/сек,
где Ф — секундный поток частиц;
Q — активность источника в кюри.
Число гамма-квантов, приходящихся на один распад
атома, может быть различным в зависимости от вида изо-
топа. Поэтому для определения потока гамма-квантов,
испускаемых гамма-активным веществом, кроме вели-
чины активности, выраженной в кюри, необходимо знать
23
число гамма-квантов, приходящихся на один распад
атома. Величину секундного потока гамма-квантов для
источника активностью 1 кюри можно определить по
формуле
Ф = 3,7 ♦ 1010 • Q • п( квант/сек,
где щ — среднее число ^-квантов, приходящихся на один
распад атома.
В табл. 1 приведено среднее число гамма-квантов,
приходящихся на один распад атома, для некоторых ра-
диоактивных изотопов. Необходимо заметить, что суще-
ствует ряд гамма-активных изотопов, у которых не все
распавшиеся ядра атомов, а только- определенная часть
из них испускают гамма-кванты. Для таких радиоактив-
ных изотопов среднее число гамма-квантов, приходящихся
на один распад, может оказаться дробным.
Таблица 1
Среднее число гамма-квантов , приходящихся на один
распад атомного ядра
Изотоп Натрий 24 Марганец 54 Железо 59 Кобальт 60 Цезий 137 Церий 141
Вид рас- пада Число п.( 3-распад 2 К-захват 1 3-распад 1 3-распад 2 3-распад 0,92 3-распад 0,54
2. Свойства радиоактивных излучений
Ионизация и возбуждение атомов. Современной атом-
ной физикой установлено, что электроны в атоме могут
иметь лишь строго определенные величины энергии, или,
как еще говорят, «разрешенные» уровни энергии, при-
чем каждому слою электронной оболочки соответствует
свой уровень энергии электрона. С переходом электрона
на более удаленное от ядра «разрешенное» расстояние
энергетический уровень электрона возрастает за счет уве-
личения его потенциальной энергии. Эта энергия возра-
стает по мере удаления электрона от ядра так же, как
возрастает потенциальная энергия камня с увеличением
высоты подъема над поверхностью земли. Однако отли-
24
чие состоит в том, что в первом случае действуют силы
электрического притяжения электрона к ядру, а во вто-
ром случае — сила тяжести, и, кроме того, энергия элек-
трона меняется не постепенно, а скачком.
Электронная оболочка атома представляет собой ус-
тойчивую систему. Это выражается в том, что никогда не
наблюдается самопроизвольный перескок электрона с ме-
нее высокого энергетического уровня на более высокий
энергетический уровень или отрыв электрона от атома.
Такой переход электронов может осуществиться лишь
при поглощении атомом энергии извне. Наиболее прочно
с ядром связаны электроны, находящиеся в К-слое, кото-
рому соответствует минимальный энергетический уровень
электронов в атоме. Отсюда следует, что чем меньше
энергия электронов в атоме, тем более прочно они свя-
заны с ядром. Атом находится в устойчивом состоянии,
когда электроны последовательно заполняют энергетиче-
ские уровни /(, L, Л4, AL. слоев, ибо в этом случае элект-
роны наиболее прочно связаны с ядром, а сам атом обла-
дает минимально возможным уровнем энергии. Энергия,
которую необходимо затратить для перевода электрона в
более удаленный слой, равна разности величин соответ-
ствующих энергетических уровней.
Процесс перехода электронов на более высокий энер-
гетический уровень называется возбуждением атома.
Этот процесс состоит в том, что один или несколько элек-
тронов в электронной оболочке атома перебрасываются
со своих нормальных орбит на более удаленные от ядра
орбиты.
Атом не может находиться длительное время в воз-
бужденном состоянии, электрон в среднем через 10“8 сек.
опускается на прежний более низкий энергетический уро-
вень, при этом избыточная энергия излучается атомом в
виде энергии кванта светового или рентгеновского излу-
чения.
Энергия, необходимая для полного удаления электрона
из атома без сообщения ему кинетической энергии, назы-
вается энергией связи электрона в атоме. Наибольшей
энергией связи обладают электроны, находящиеся в
слое К. Электроны более удаленных слоев имеют мень-
шую энергию связи, так как, во-первых, на них действуют
меньшие силы электрического притяжения к ядру; во-
вторых, эти силы уменьшаются силами отталкивания
25
электронов внутренних слоев. Известно, что для отрыва
электрона от невозбужденного атома водорода необхо-
димо затратить не менее 13,5 эв. В атоме с атомным но-
мером Z энергия связи электрона слоя К приблизительно
в Z2 раз больше энергии связи электрона в атоме водо-
рода. Например, для атома вольфрама (Z = 74) эта
энергия равна примерно 70 000 эв, для свинца (Z = 82) —
88 000 эв.
Энергию связи внешних (валентных) электронов при-
нято называть «ионизационным потенциалом».
Ионизацией вещества называется превращение его
нейтральных атомов (молекул) в заряженные частицы.
Атом может быть ионизирован в результате отрыва от
него одного или нескольких электронов (в последнем
случае ионизация называется многократной). Атом, поте-
рявший электроны, называется положительным ионом.
Положительный заряд такого иона равен по величине за-
ряду потерянных электронов. Атом, присоединивший к
себе один или несколько электронов, превращается в от-
рицательный ион. Процессы ионизации атомов могут про-
исходить в результате поглощения атомами энергии
гамма-, рентгеновских, ультрафиолетовых, видимых лу-
чей, энергии быстродвижущихся альфа-частиц, протонов,
электронов и других заряженных частиц, энергия кото-
рых превышает ионизационный потенциал данных атомов.
Ионизация атомов среды возможна также при нагреве
ее до высоких температур (термическая ионизация). Для
радиоактивных излучений процесс ионизации является
наиболее характерным результатом их взаимодействия с
атомами среды.
Величина ионизационного потенциала периодически
зависит от атомного номера, причем наибольшее значение
он принимает у инертных газов (Не, Аг и т. д.), а мини-
мальное— у щелочных металлов (Li, Na, К и др.). Вели-
чина ионизационного потенциала в зависимости от сорта
атома лежит в пределах от 4 до 25 эв.
В процессе ионизации атому может сообщаться энер-
гия большая, чем энергия связи выбитого электрона. В
этом случае электрон и образующийся положительный ион
за счет избытка энергии получат кинетическую энергию.
Если их кинетическая энергия достаточно велика, они мо-
гут в свою очередь производить ионизацию атомов среды.
Для гамма-излучения ионизация, вызванная вторичными,
26
третичными и т. д. электронами, является основным про-
цессом ионизации вещества.
Образовавшиеся в результате процесса ионизации сво-
бодные электроны могут в течение некоторого времени
двигаться в междуатомном пространстве.
В газах свободные электроны в конце концов захваты-
ваются либо положительными ионами, либо «прилипают»
к нейтральным атомам. В первом случае положительный
ион, захвативший электрон, превращается в нейтральный
атом. Этот процесс восстановления атомов называется
рекомбинацией. Во втором случае нейтральный атом или
молекула, к которым «прилип» электрон, превращается
в отрицательный ион, который в свою очередь может ре-
комбинировать с положительным ионом. Если процесс
ионизации сопровождается поглощением энергии, то про-
цесс рекомбинации — освобождением энергии. Освободцв-
шуюся в результате рекомбинации энергию атом испу-
скает в виде квантов рентгеновского, ультрафиолетового
или видимого излучения.
Взаимодействие заряженных частиц с атомами веще-
ства. Альфа- и бета-частицы, а также быстрые элек-
троны, выбитые гамма-квантами в результате взаимо-
действия их с атомами вещества, являются электриче-
ски заряженными частицами. Поэтому все эти частицы
взаимодействуют с электронами атомов и их ядрами с
помощью кулоновских сил.
В результате ряда актов взаимодействия движущаяся
заряженная частица постепенно теряет свою энергию. Эта
энергия расходуется на возбуждение и ионизацию атомов,
а также на тормозное излучение.
Сущность явления ионизации (возбуждения) атома за-
ряженной частицей состоит в следующем. Если заряжен-
ная частица проходит рядом с электронной оболочкой
атома или войдет внутрь нее, то между частицей и элект-
ронами атома возникнут силы электрического взаимодей-
ствия.
Для положительно заряженных ионизирующих частиц
эти силы будут силами взаимного притяжения, для отри-
цательно заряженных частиц — силами отталкивания. Ко-
гда энергия взаимодействия превысит энергию связи элек-
трона с атомом, электрон будет выброшен из атома. В
процессе такого взаимодействия ионизирующая частица
27
потеряет часть своей кинетической энергии и изменит на-
правление движения.
Однако отклонение от первоначального направления
движения для альфа-частиц, имеющих массу в несколько
тысяч раз больше массы электрона атома, будет практи-
чески незаметно. Для электронов путь будет представлять
сложную ломаную линию.
Результатом подобного взаимодействия может быть не
только ионизация, но и возбуждение атома, то есть пере-
ход электрона на более удаленную «разрешенную» ор-
биту.
Тормозное излучение появляется при взаимодействии
заряженной частицы с электрическим полем ядра атома.
Проходя вблизи ядра, такая частица тормозится под воз-
действием электрических сил. Из курса физики известно,
что всякое замедление движения электрического заряда
должно сопровождаться испусканием электромагнитного
излучения. Это излучение испускается заряженной части-
цей в виде кванта рентгеновского излучения. Потери энер-
гии на тормозное излучение сравнимы с потерями энер-
гии на ионизацию и возбуждение атомов при энергиях
электронов более 10 Мэв. Так как энергия бета-частиц,
испускаемых радиоактивными ядрами, не превышает 3—
4 Мэв, то практически всю свою энергию эти частицы при
прохождении через вещество затрачивают на возбужде-
ние и ионизацию атомов среды. Тем более это справед-
ливо для альфа-частиц.
Ионизирующую способность заряженных частиц при-
нято характеризовать удельной ионизацией, то есть чис-
лом пар ионов (положительный ион + электрон), созда-
ваемых частицей на пути в 1 см. Ионизирующая способ-
ность частиц растет с увеличением их электрического за-
ряда, уменьшением скорости частицы, а также зависит от
плотности и рода вещества.
Средняя энергия, затрачиваемая радиоактивным из-
лучением на образование одной пары ионов, называется
«работой ионизации». Величина потенциала ионизации
значительно меньше работы ионизации, так как энергия
излучения расходуется не только на процесс ионизации,
но и на возбуждение атомов. Кроме того, атом может
быть ионизирован в результате отрыва электронов из
внутренних слоев оболочки, которые связаны с ядром
более прочно, чем валентные электроны.
28
Работа ионизации зависит от рода ионизируемой
среды. Для данной среды в широком диапазоне энергий
альфа- и бета-частиц, а также электронов, возникающих
при прохождении гамма-излучения через вещество, ра-
бота ионизации почти постоянна. В воздухе величину ра-
боты ионизации для бета-частиц и электронов можно при-
нять равной 34 эв, а для альфа-частиц — 38 эв.
Свойства альфа-лучей. Альфа-частицы испускаются
почти исключительно ядрами тяжелых элементов. При
атомном взрыве источником альфа-лучей является невзо-
рвавшаяся часть атомного заряда (уран 235, плуто-
ний 239). Энергия альфа-частиц для различных радио-
активных элементов лежит в пределах 2—9 Мэв, причем
каждым радиоактивным изотопом излучаются альфа-ча-
стицы, имеющие вполне определенную постоянную энер-
гию. В частности, энергия альфа-частиц, излучаемых ура-
ном 235, приблизительно равна 4,5 Мэв. При такой энер-
гии альфа-частицы имеют начальную скорость около
15 000 км в секунду. По мере продвижения в веществе их
скорость уменьшается и в конце концов на некотором
расстоянии становится равной скорости движения атомов
и молекул среды. Это расстояние называется длиной про-
бега альфа-частицы в веществе. Замедленные альфа-ча-
стицы, присоединяя к себе электроны, превращаются в
атомы гелия.
Всю свою энергию альфа-частицы затрачивают на
ионизацию и возбуждение атомов. Установлено, что аль-
фа-излучение обладает наибольшей ионизирующей спо-
собностью по сравнению с другими видами радиоактив-
ных излучений. В воздухе на лути в 1 см альфа-частица
в среднем создает около 30 000 пар ионов. Общее число
пар ионов, образованных альфа-частицей, как и любой
другой заряженной частицей, равно величине ее энергии,
поделенной на работу ионизации в данном веществе. Как
уже отмечалось ранее, работа ионизации для альфа-ча-
стиц в воздухе равна 38 эв. Поэтому альфа-частицы, на-
пример урана 235, обладая энергией в 4,5 Мэв, будут соз-
4,5-106
давать в воздухе общее число пар ионов, равное——— =
оо
= 120 000.
Удельная ионизация в различных частях пробега
альфа-частиц не одинакова. На рис. 4 показана кривая
зависимости удельной ионизации от пути, пройденного
29
Длина пробега (см)
Рис. 4. Кривая удельной ионизации для
альфа-частиц
альфа-частицей в воздухе, причем пройденный путь от-
считывается не от начала пробега, а от его конца. Из
этого рисунка видно, что удельная ионизация в начале
пробега сохраняет приблизительно постоянное значение,
но в конце пробега она возрастает более чем в 2 раза и
составляет 6500 пар ионов на 1 мм. Возрастание удель-
ной ионизации к концу пробега обусловлено тем, что по
мере замедления
альфа-частица более
длительное время
находится вблизи
атома и, следова-
тельно, возрастает
вероятность иониза-
ции все большего и
большего числа ато-
мов. Большая иони-
зирующая способ-
ность альфа-частиц
приводит к тому, что
длина их пробега
даже в воздухе не
превышает нескольких сантиметров.
Пробег альфа-частиц в жидких и твердых телах чрез-
вычайно мал, например, в металлах он всегда меньше
0,01 мм. Альфа-частицы полностью поглощаются одеждой
человека, даже лист бумаги является для них непреодо-
лимой преградой.
Длина пробега альфа-частиц в тканях человеческого
организма почти в тысячу раз меньше, чем в воздухе. На-
пример, альфа-частицы, испускаемые ураном и плуто-
нием, не проникают в ткани человеческого организма
глубже чем на 0,05 мм.
Свойства бета-лучей. Бета-распад — наиболее распро-
страненный вид искусственной радиоактивности. Боль-
шинство из известных в настоящее время радиоактивных
изотопов являются бета-активными. Основная часть ра-
диоактивных продуктов атомного взрыва также является
бета-активной.
При бета-распаде атома из его ядра вылетает одна
бета-частица. У атомов одного и того же радиоактивного
вещества начальные энергии бета-частиц могут быть раз-
личными — от нуля до некоторого максимального значе-
30
Рис. 5 Энергетический спектр бета-
частиц
ния Ет, которое является характерным для каждого ра-
диоактивного изотопа. Например, для стронция 89 макси-
мальная энергия бета-частиц не превосходит 1,5 Мэв, у
кобальта 60 — 0,3 Мэв и т. д. Максимальная энергия
бета-частиц, излучаемых основной частью радиоактивных
продуктов атомного взрыва, не превышает 3,5 Мэв. В
связи с различием в величине энергии отдельных бета-ча-
стиц их начальная ско-
рость может лежать в
пределах от нуля до
скоростей, близких к
скорости света.
На рис. 5 показано
характерное распреде-
ление бета-частиц по
энергии для одного
изотопа. Это распреде-
ление принято назы-
вать энергетическим
спектром бета-частиц.
Долгое время остава-
лось неясным, почему
ядра одного и того же изотопа испускают бета-частицы
различной энергии; куда исчезает энергия, если бета-ча-
стица вылетает из ядра с меньшей энергией, чем Ет.
Энергия ядра до испускания бета-частицы и после
этого может быть точно вычислена. Разность энергий
равна Ет. По закону сохранения энергии вылетевшая
бета-частица должна обладать энергией, в точности рав-
ной разности энергий ядра до испускания и после него.
Однако эксперимент, как уже отмечалось, показывал, что
бета-частицы чаще всего обладают энергией меньше вели-
чины Ет. Так как энергия не может исчезать бесследно,
была высказана гипотеза, что бета-распад связан с суще-
ствованием частицы нового типа — нейтрино, которая и
уносит этот остаток энергии. Таким образом, сумма энер-
гий нейтрино и бета-частицы всегда равна Ет.
Экспериментальное обнаружение нейтрино чрезвы-
чайно затруднено, так как вследствие ничтожной массы и
отсутствия заряда эта частица практически не взаимодей-
ствует с веществом. В настоящее время принято считать,
что масса покоя нейтрино, как и гамма-кванта, равна
31
нулю, а максимальное значение массы составляет не-
сколько процентов от массы электрона. Несмотря на зна-
чительные трудности обнаружения нейтрино, уже имеется
экспериментальное подтверждение реальности существо-
вания этой частицы.
Поток бета-частиц, проходя через какую-либо среду,
взаимодействует с атомами вещества среды. Наиболее ха-
рактерным результатом взаимодействия бета-частиц со
средой, так же как и альфа-частиц, является ионизация
атомов. Электрон, выбитый из атома бета-частицей, сам
может ионизировать атомы, встретившиеся ему по пути.
Ионизация этими электронами, как уже указывалось, на-
зывается вторичной ионизацией. В результате первичной
и вторичной ионизации бета-частица на своем пути может
создать тысячи ионов.
Бета-частицы обладают значительно меньшей ионизи-
рующей способностью, чем альфа-частицы. Это объяс-
няется тем, что бета-частицы, имея ничтожно малую
массу по сравнению с альфа-частицами, при одной и той
же энергии обладают значительно большими скоростями.
Поэтому бета-частицы пролетают через атом слишком
быстро, часто не успевая вырвать электрон, который мог
бы быть вырван относительно медленно двигающейся
альфа-частицей. Кроме того, величина электрического за-
ряда альфа-частицы в 2 раза’ больше, чем у бета-ча-
стицы, в результате чего на одних и тех же расстояниях
сила электрического взаимодействия вырываемого элек-
трона и альфа-частицы в 2 раза больше, чем у бета-ча-
стицы.
Средняя удельная ионизация воздуха (3-частицей
. пар ионов
равна 100 — , в то время как для а-частиц она
составляла несколько десятков тысяч пар ионов на том
же отрезке пути.
Ионизирующая способность бета-частиц пропорцио-
нальна плотности вещества, в которой они производят
ионизацию. Например, в алюминии (плотность 2,7 г/см3)
удельная ионизация в 2000 раз больше, чем в воздухе
(плотность 0,00129 г/см3). Удельная ионизация бета-ча-
стицы на первом участке пробега сохраняет примерно по-
стоянное значение, затем резко возрастает, как и у
альфа-частиц.
32
Бета-частица по мере прохождения в глубь вещества
постепенно теряет свою энергию, и в конце концов на не-
котором расстоянии ее энергия уменьшается до уровня
средней энергии частиц, составляющих среду. При одной
и той же начальной энергии бета-частица имеет длину
пробега во много раз больше, чем альфа-частица. Сле-
дует также заметить, что длина пробега бета-частицы на-
много меньше ее истинной длины пути в веществе, так как
эта частица при столкновении с электронами атомов без
труда отклоняется от своего первоначального направления
движения.
Чем больше начальная энергия бета-частицы, тем
больше ее пробег в данном веществе. Так как началь-
ная энергия бета-частиц одного и того же радиоактивного
изотопа различна, то в отличие от альфа-частиц они
имеют разнообразные пробеги. Поэтому ослабление пучка
бета-частиц, испускаемых данным радиоактивным изото-
пом, происходит не сразу, а постепенно.
Расстояние, на котором бета-частицы нацело погло-
щаются слоем вещества, называется максимальным про-
бегом бета-частиц.
Величина максимального пробега этих частиц зависит
от их максимальной энергии Е т и плотности вещества.
Рис. 6. Максимальная длина пробега бета-ча-
стиц в алюминии
3 Н. П Петров и В. П. Сырнев
33
Характерной особенностью распространения бета-частиц
является также то, что их максимальный пробег мало
зависит от рода вещества, то есть от атомного номера Z
и атомного веса А элементов, входящих в его состав.
На рис. 6 показан график зависимости максимального
пробега г в г/см2 от энергии бета-частиц для алюминия.
Зависимость, приведенная на рис. 6, приближенно спра-
ведлива для любых веществ с малым атомным номером
Z. По этому графику можно рассчитать максимальную
длину пробега бета-частиц R в сантиметрах для вещества
с плотностью р
— см,
?
где р — плотность вещества в г/см3;
г —длина пробега в алюминии в г/см2 для данной
энергии Ет, найденная по графику рис. 6. Мак-
симальная длина пробега бета-частиц в различ-
ных материалах для трех максимальных энергий
0,5 Мэв, 1 Мэв и 2 Мэв показана на рис. 7.
0,5 МЗв
1M3fi
2МЗв ---------7 м
Воздух Ножа, резина, ткань
P’ic. 7. Пробег бета-частиц в различных материалах
Из этого рисунка можно сделать вывод, что бета-ча-
стицы имеют значительно большую проникающую способ-
ность, чем альфа-частицы. Однако проникающая способ-
ность бета-излучения также относительно' невелика; оно
полностью поглощается подошвой сапог, оконными или
автомобильными стеклами и любыми металлическими эк-
ранами толщиной в несколько' миллиметров. В живых
тканях максимальный пробег бета-частиц, испускаемых
радиоактивными изотопами, даже при весьма больших
энергиях (Ет = 3 Мэв) не превышает 1,5 см.
Виды взаимодействия гамма-квантов с веществом. Как
уже отмечалось ранее, гамма-лучи по своим свойствам
идентичны рентгеновским лучам. Обычно под термином
рентгеновские лучи подразумевают излучения, испускае-
34
мне электронной оболочкой атома и быстрыми электро^
нами при их торможении, а гамма-лучами называют из-
лучения, испускаемые ядрами атомов.
Гамма-лучи — одно из наиболее проникающих излу-
чений. С увеличением энергии кванта проникающая спо-
собность этих лучей возрастает. Энергия гамма-квантов,
испускаемых различными радиоактивными изотопами, ле-
жит в пределах от сотых долей до нескольких миллионов
электронвольт, причем каждым радиоактивным изотопом
излучаются гамма-кванты вполне определенных энергий.
Например, радиоактивный алюминий 27 при распаде каж-
дого атома излучает один гамма-квант с энергией 1,8 Мэв,
радиоактивный натрий 24—два гамма-кванта с энерги-
ями 1,36 и 2,76 Мэв.
Распределение гамма-квантов по энергии называется
энергетическим спектром. У некоторых радиоактивных
изотопов энергетический спектр излучения является
весьма сложным. Например, радиоактивным Мп56 ис-
пускается 5 групп гамма-квантов с энергиями 2,9 Мэв,
2,6 Мэв, 2,1 Мэв, 1,8 Мэв, 0,84 Мэв.
При этом среднее число гамма-квантов, приходящееся
на один распад, для каждой из этих групп соответственно
равно 0,002; 0,001; 0,148; 0,249; 0,997.
Отсутствие электрического заряда у гамма-квантов
приводит к тому, что характер их взаимодействия с веще-
ством среды, в которой они распространяются, совер-
шенно иной, чем у альфа- и бета-частиц. Известны три
основных вида взаимодействия гамма-квантов с атомами
среды: фотоэлектрическое поглощение, комптоновское рас-
сеяние и процесс образования пар.
При фотоэлектрическом поглощении
гамма-квант взаимодействует с электронной оболочкой
атома, в результате чего он поглощается атомом. Про-
цесс поглощения гамма-кванта сопровождается вырыва-
нием из оболочки одного или нескольких электронов
(рис. 8). Небольшая часть энергии гамма-кванта идет на
преодоление энергии связи электрона в атоме, а остальная
часть — на сообщение вырванному электрону кинетиче-
ской энергии.
Атом, потерявший электроны, оказывается в возбуж-
денном состоянии. Освободившиеся уровни энергии за-
полняются электронами с внешних оболочек, при этом
атом испускает кванты рентгеновского излучения, энергия
3*
35
которых равна энергии связи электрона, выбитого
гамма-квантом из атома. Таким образом, энергия погло-
щенного гамма-кванта переходит в кинетическую энер-
гию выбитых электронов и в энергию рентгеновского из-
лучения, испускаемого возбужденным атомом.
Электроны, удаленные из атома, двигаются преиму-
щественно по направлениям, перпендикулярным направ-
лению распространения гамма-лучей. Однако по мере
увеличения энергии поглощаемых гамма-квантов увели-
чивается число электронов, направленных вперед. Всю
свою энергию эти электроны расходуют на ионизацию и
возбуждение соседних атомов.
При комптоновском рассеянии гамма-
кванты взаимодействуют с внешними, слабо связанными
электронами оболочки атома. В результате взаимодейст-
вия вместо первичного гамма-кванта появляется гамма-
квант с меньшей энергией и вырванный из атома элект-
рон, получивший часть его энергии (рис. 8). Таким
^Электрон
Комптоновский эффект
Атомное *
Гамма-квант ядро /
^Позитрон
Процесс образования пар
Рис. 8. Виды взаимодействия гамма-кван-
тов с веществом
36
образом, при комптоновском рассеянии в отличие от фо-
тоэлектрического эффекта только часть энергии гамма-
кванта поглощается, то есть переходит в кинетическую
энергию быстрого электрона.
Рассеянный гамма-квант движется под некоторым слу-
чайным углом к направлению движения первоначального
гамма-кванта, однако в среднем этот угол тем меньше,
чем больше энергия первичного кванта. Поток рассеянных
гамма-квантов образует так называемое рассеянное излу-
чение, которое в отличие от прямого пучка гамма-квантов
не имеет резко выраженной направленности распростране-
ния. Следует заметить, что по мере увеличения жесткости
излучения (то есть энергии квантов) доля гамма-квантов,
рассеянных «вбок» и «назад», довольно быстро убывает.
Так, например, при энергии первичных гамма-квантов
Еу = 2,5 Мэв практически можно считать, что все рассе-
янные гамма-кванты двигаются в пределах угла ±60°, от-
считываемого от первоначального направления движения
квантов.
Свободные электроны, появившиеся в результате
комптоновского взаимодействия, принято называть «элек-
тронами отдачи», или «комптоновскими электронами».
Угол отклонения направления движения электрона отдачи
от направления движения первичного гамма-кванта мо-
жет лежать в пределах ср = 0-4-90°, причем, чем больше
угол отклонения рассеянного кванта, тем меньше угол от-
клонения электрона отдачи. Величина энергии, переданной
электрону отдачи гамма-квантом, зависит от его энергии
и угла рассеяния 0. Так как угол рассеяния является пе-
ременным, то и энергия электронов отдачи не является
постоянной, она находится в пределах от 0 до некоторого
максимального значения, величина которого зависит от
энергии первичного гамма-кванта. Это распределение
электронов по энергиям принято называть комптонов-
ским энергетическим спектром электронов отдачи. У же-
сткого гамма-излучения (£\>1 Мэв) максимальная энер-
гия электронов отдачи мало отличается от энергии пер-
вичных гамма-квантов.
Комптоновское рассеяние гамма-квантов, как правило,
происходит многократно и заканчивается в конце концов
фотоэлектрическим поглощением.
При энергиях более 1,02 Мэв гамма-кванты в резуль-
37
тате взаимодействия с ядром атома могут превращаться
в пару частиц—позитрон-электрон (см. рис. 8). Этот
процесс становится преобладающим лишь при очень боль-
ших энергиях гамма-квантов и в материалах с большим
атомным номером Z.
В табл. 2 приведены значения энергии гамма-квантов,
при которых преобладает один из трех процессов взаимо-
действия гамма-лучей с различными веществами.
Таблица 2
Преобладающие процессы взаимодействия гамма-квантов
в различных веществах в зависимости от их энергии
Вещество Фотоэлектри- ческое погло- щение Комптонов- ское рассеяние Процесс образования пар
Воздух Медь Свинец До 0,05 Мэв До 0,15 Мэв До 0,5 Мэв До 20 Мэв До 10 Мэв До 5 Мэв Свыше 20 Мэв Свыше 10 Мэв Свыше 5 Мэв
В легких средах (воздух, вода, грунт, кожа, стекло,
пластмассы, алюминий и т. д.), в состав которых входят
элементы с небольшим атомным номером Z, в диапазоне
энергии гамма-квантов от десятых долей мегаэлектрон-
вольта до 10 Мэв и более преобладающим типом взаимо-
действия гамма-квантов с атомами вещества является
комптоновский эффект.
Процесс ионизации атомов среды гамма-квантами су-
щественно отличается от ионизации, производимой альфа-
и бета-частицами. Альфа- и бета-частицы в основном не-
посредственно сами ионизируют атомы; ионизация, обус-
ловленная вторичными электронами, у этих излучений
мала. Ионизация же среды при прохождении через нее
гамма-лучей производится главным образом вторичными
электронами, которые возникают в результате взаимодей-
ствия гамма-квантов с атомами вещества. Ионизирующая
способность гамма-квантов в сотни раз меньше, чем у
бета-частиц, и в тысячи раз меньше, чем у альфа-частиц.
Удельная ионизация гамма-квантов в воздухе составляет
несколько пар ионов на пути в I см.
38
Законы ослабления интенсивности гамма-излучения.
Интенсивностью гамма-излучения называется количество
энергии, переносимой гамма-квантами через 1 см2 облу-
чаемой поверхности за одну секунду. Если поток гамма-
лучей состоит из гамма-квантов одной и той же энергии,
то интенсивность излучения равна
/ = Ф • ,
где Ф — секундный поток гамма-квантов, то есть число
гамма-квантов, проходящих через один квад-
ратный сантиметр поверхности в течение одной
секунды;
— энергия одного гамма-кванта.
По мере прохождения гамма-излучения через вещество
его интенсивность ослабевает в результате всех трех про-
цессов взаимодействия гамма-квантов с веществом. Как
уже отмечалось, вследствие комптоновского эффекта об-
разуется рассеянное гамма-излучение. Поэтому следует
различать прямой поток излучения, состоящий из гамма-
квантов, прошедших через среду без взаимодействия с ве-
ществом, и рассеянный поток, состоящий из однократно и
многократно рассеянных гамма-квантов (рис. 9).
- двухкратно рассеянный гамма-квант
• — Комптоновское рассеяние
о —Фотоэлектрическое поглощение
Образование пер
Рис 9. Схематическая картина ослабления гамма-
лучей в веществе
39
Теоретические соображения, а также эксперименталь-
ные данные по ослаблению узких параллельных пучков
показывают, что интенсивность прямого потока гамма-
квантов в зависимости от толщины слоя ослабляющего
вещества изменяется по экспоненциальному закону
(рис. 10).
Если через /о обозначить интенсивность излучения на
поверхности облучаемой среды, то интенсивность Iх после
прохождения слоя толщиной х сантиметров будет равна
j __1 P—v-'x
х---»
где ц— линейный коэффициент ослабления гамма-лучей
для данной среды, имеющий размерность 1/см.
Коэффициент ослабления ц характеризует вероятность
взаимодействия прямого гамма-кванта с атомами веще-
ства на пути в 1 см. Величина коэффициента р для одного
и того же вещества прямо пропорциональна его плотности
и зависит от энергии гамма-кванта, а также от атомного
номера и атомного веса элементов, входящих в состав
данного вещества.
Ослабление интенсивности гамма-лучей обусловлено
всеми тремя видами взаимодействия квантов со средой,
поэтому коэффициент ц можно представить в виде суммы
трех коэффициентов
40
где — коэффициент, учитывающий ослабление гамма-
лучей за счет фотоэлектрического поглощения;
— коэффициент ослабления за счет процесса обра-
зования пар;
о—коэффициент, учитывающий ослабление вслед-
ствие комптоновского эффекта.
Коэффициент о в свою очередь может быть представ-
лен в виде суммы двух коэффициентов
°=аа + ^
где Qa— коэффициент, учитывающий поглощение энер-
гии излучения при комптоновском рассеянии;
— коэффициент, учитывающий ослабление излуче-
ния за счет рассеяния гамма-квантов.
Отношения коэффициентов — и — характеризуют
О в
долю поглощенной и долю рассеянной энергии прямых
7-квантов в результате их комптоновского взаимодействия
с электронами вещества.
В табл. 3 приведены значения коэффициентов ц, а
также значения коэффициентов та, <за, и хп в зависи-
мости от энергии квантов для различных сред.
Довольно часто ослабление интенсивности прямых
гамма-лучей характеризуют не величиной коэффи-
циента ц, а величиной слоя половинного ослабления d.
Слой половинного ослабления — это слой вещества, при
прохождении которого интенсивность гамма-лучей умень-
шается в 2 раза (рис. 10). Между коэффициентом ц и
слоем половинного ослабления для данного вещества су-
ществует простая связь
, 0,693
а = ——.
р-
Слой половинного ослабления зависит, так же как и
коэффициент ц, от энергии гамма-квантов и свойств ве-
щества (плотность среды, атомный номер). Для сред,
состоящих из веществ с близкими атомными номерами,
слой половинного ослабления обратно пропорционален
плотности среды.
41
4^
Таблица 3
Линейные коэффициенты ослабления гамма-лучей для воздуха, воды, свинца (1/см)
Энергия гамма- квантов в Мэв Воздух Вода Свинец
ха хп И ха хп И ха хп Н-
0,1 0,06 10~4 0,25 -10~4 1,67 10~4 0 1,98-10“4 0,008 0,021 0,143 0 0,172 58,6 0,17 1,13 0 59,9
0,25 0 0,37 10“4 1,09 10“4 0 1,46 10“4 0 0,032 0,094 0 0,126 5,3 0,25 0,75 0 6,3
0,5 0 0,37 10“4 0,74-10“4 0 1,11 10“4 0 0,033 0,063 0 0,096 0,91 0,26 0,50 0 1,67
1,0 0 0,36 ю“4 0,45 10~4 0 0,81 -10~4 0 0,031 0,039 0 0,070 0,20 0,24 0,31 0 0,75
—4 —4 —4 —4
2,0 0 0,29 10 0,27-10 0,007 10 0,57 10 0 0,025 0,024 0,0007 0,050 0,06 0,20 0,19 0,056 0,51
3,0 0 0,25’10 4 0,19-Ю“4 0,016 ю“4 0,46 10“4 0 0,022 0,016 0,0014 0,039 0,03 0,17 0,13 0,127 0,46
5,0 0 0,20 10“4 0,12 10“4 —4 0,039 10 0,36-ю“4 0 0,017 0,010 0,0034 0,030 0,02 0,14 0,08 0,246 0,48
На рис. 11 показаны слои половинного ослабления в
различных веществах узкого параллельного пучка гамма-
квантов с энергией 0,5; 1 и 2 Мэв.
Из этого рисунка видно, что проникающая способ-
ность гамма-лучей неизмеримо больше, чем бета- и осо-
бенно альфа-лучей. Гамма-лучи могут пройти в воздухе
60 м 32 см 11см 0.45 см
Воздух Алюминий Сталь Свинец
Рис. 11 Слои половинного ослабления узкого пучка гамма-лучей в
различных веществах для энергии гамма-квантов 0,5; 1; 2 Мэв
несколько сот метров без значительного ослабления, в то
время как альфа-частицы полностью поглощаются слоем
воздуха в несколько сантиметров, а бета-частицы — не-
сколько метров. Слой алюминия толщиной 9 см ослаб-
ляет гамма-лучи (энергия гамма-кванта 1 Мэв) всего
лишь в 4 раза, бета-частицы той же энергии полностью
поглощаются слоем алюминия толщиной 2 мм, а альфа-
частицы — алюминиевой фольгой толщиной в несколько
сотых долей миллиметра.
Если расчеты ослабления интенсивности узкого парал-
лельного пучка 7-лучей ведутся, исходя из слоя половин-
ного ослабления d, то следует пользоваться формулой
/х = /0 • 2-"/d.
Например, если слой половинного ослабления равен 1 см,
то при прохождении излучением слоя толщиной 10 см
ослабление интенсивности равно
А==210^ 1000 раз
Интенсивность расходящегося пучка гамма-лучей
уменьшается не только в результате ослабления излуче-
ния средой, но и за счет увеличения расстояния от источ-
ника.
43
На рис. 12 изображен точечный 1 источник гамма-йзлу^
чения, испускающий гамма-лучи во все стороны равно-
мерно. Пусть этот источник испускает W квантов в се-
кунду. Тогда, если среда не ослабляет излучений и испу-
имеют одну и ту же
энергию, то интен-
сивность / на рассто-
янии г равна
скаемые источником гамма-кванты
Сфера на расстоянии г
Рис. 12. Точечный источник гамма-излу-
чения
Таким образом,
интенсивность пря-
мого излучения, ис-
пускаемого точеч-
ным излучателем,
убывает обратно
пропорцио н а л ь н о
квадрату расстоя-
ния.
С учетом ослаб-
ления излучения средой интенсивность равна
/= . 2'rld-
4 кг 2
Приведенные выше формулы позволяют определить
интенсивность прямого потока гамма-квантов, иначе го-
воря, эти формулы получены в предположении, что все
рассеянные гамма-кванты выбрасываются из пучка.
В действительности по мере прохождения широкого
пучка гамма-излучения через вещество в нем непрерывно
возрастает доля однократно и многократно рассеянных
гамма-квантов (рис. 9). В результате «накопления» рас-
сеянного излучения его интенсивность на достаточно
большой глубине проникания может оказаться во много
раз больше интенсивности прямого потока гамма-квантов.
Необходимо отметить, что многократно рассеянные
гамма-кванты имеют хаотический характер распростра-
нения и их энергия значительно меньше, чем у прямых
1 Точечными источниками (излучателями)' называют источники,
размеры которых малы по сравнению с расстоянием, на котором
определяется интенсивность.
44
гамма-квантов. Поэтому по мере прохождения через ве-
щество широкий пучок гамма-излучения за счет увеличе-
ния доли многократно рассеянных гамма-квантов теряет
первоначальную направленность, а «жесткость» его
уменьшается.
Установление закономерностей прохождения широкого
пучка гамма-лучей через вещество является сложной за-
дачей, так как необходимо учитывать не только увеличе-
ние интенсивности излучения за счет рассеянного потока,
но также и изменение «жесткости» пучка.
В настоящее время созданы методы, позволяющие с
помощью приближенных расчетов учесть рассеянное
гамма-излучение. Существо этих методов сводится к тому,
что рассеянные гамма-кванты заменяются некоторым ко-
личеством прямых гамма-квантов, действие которых на
среду эквивалентно рассеянному потоку.
Для этих целей в формулу интенсивности прямого из-
лучения вводится поправочный множитель В, назван-
ный коэффициентом накопления. Таким образом, фор-
мула для определения интенсивности широкого парал-
лельного пучка гамма-лучей имеет вид
/х = в./0^-,
где 1Х — интенсивность суммарного потока излучения
(прямой поток + рассеянный поток);
рь — линейный коэффициент ослабления узкого
пучка гамма-лучей.
По физическому смыслу коэффициент накопления В
представляет собой отношение интенсивности суммар-
ного потока (прямой + рассеянный поток) к интенсив-
ности прямого излучения. Иными словами, этот коэффи-
циент показывает, во сколько раз возрастает интенсив-
ность излучения за счет рассеянного потока гамма-кван-
тов. При отсутствии рассеянного излучения коэффици-
ент В = 1.
Величина коэффициента В зависит от глубины прони-
кания гамма-излучения в ослабляющее вещество, его со-
става и от энергии прямого гамма-кванта. Обычно коэф-
фициент В находится по графикам или таблицам, где
дается величина этого коэффициента в зависимости от
толщины ослабляющего слоя для различных сред и энер-
гий гамма-квантов (см., например, Гусев Н. Г. Спра-
вочник по радиоактивным излучениям и защите от них).
45
3. Основные дозиметрические соотношения
Доза излучения. Вредное биологическое действие ра-
диоактивных излучений обусловлено их способностью
ионизировать атомы и молекулы, входящие в состав
клетки живой ткани. Многочисленные эксперименты, свя-
занные с облучением радиоактивными излучениями жи-
вотных, показывают, что характер поражения живой
ткани зависит прежде всего от степени ионизации ее веще-
ства.
Степень ионизации любого вещества характеризуется
числом пар ионов, образованных в 1 см3 или грамме
этого вещества. На образование одной пары ионов в каж-
дом веществе затрачивается вполне определенная энер-
гия, которая, как нам уже известно, называется работой
ионизации. Поэтому по величине степени ионизации
можно однозначно судить о величине энергии, поглощен-
ной в 1 см3 или в 1 г вещества, и наоборот. Энергия ра-
диоактивных излучений, поглощенная в 1 см3 (или 1 г)
вещества, называется дозой излучения. Для гамма-лучей,
имеющих постоянную интенсивность, доза излучения Д
равна
Д = ft, • I • Л
где t — время облучения;
/ — интенсивность излучения;
— линейный коэффициент поглощения гамма-лучей
в веществе.
Другой важной характеристикой ионизирующего дей-
ствия излучения, от которой также зависит степень вред-
ного воздействия радиоактивных излучений на организм,
является мощность дозы Р, представляющая собой вели-
чину энергии излучения, поглощенную в 1 см3 или в 1 г
вещества за единицу времени. Средняя величина мощно-
сти дозы Р равна Р = где t — время воздействия ра-
диоактивного излучения. Поглощение энергии гамма-лу-
чей, то есть переход ее в кинетическую энергию вторичных
электронов, ионизирующих среду, происходит за счет
фотоэлектрического эффекта, поглощения энергии при
комптоновском эффекте и процессе образования пар. По-
этому коэффициент |тЛ равен Заметим,
что величина коэффициента меньше коэффи-
46
циента и на величину коэффициента комптоновского
рассеяния о5) ибо, как уже отмечалось, рассеянные кванты
уносят энергию из пучка лучей без поглощения ее средой.
При весьма малых энергиях 7-квантов коэффициенты рьа
и ц близки друг к другу. Это обусловлено тем, что при
таких энергиях ослабление излучения происходит глав-
ным образом за счет фотоэлектрического поглощения
7-квантов. При больших энергиях, когда в воздухе преоб-
ладает комптоновское рассеяние, величина коэффи-
циента становится значительно меньше величины коэф-
фициента ц.
В воздухе процессом образования пар для 7-излучения
радиоактивных изотопов можно пренебречь, поэтому
коэффициент ^ = тй + а„.
Единица измерения ионизирующего действия 7-излу-
чения. Важнейшая цель дозиметрических измерений —
предупредить поражение людей от вредного воздействия
радиоактивных излучений, поэтому выбор единицы иони-
зирующего действия излучений тесно связан с оценкой их
вредного биологического действия. Поскольку величина
дозы зависит от свойств среды, то естественно сравнивать
ионизирующее действие излучений по величине дозы, соз-
даваемой ими в одной и той же среде, причем эта среда
должна быть удобной с двух точек зрения: простоты из-
мерения степени ионизации и возможности оценки дозы в
живых тканях без сложных пересчетов. Последнее требо-
вание сводится к тому, чтобы в достаточно широком диа-
пазоне энергий гамма-квантов обеспечивалось постоян-
ство отношения доз в тканях и модельной среде. Этим
двум требованиям в наибольшей степени удовлетворяет
воздух, поэтому единица дозы гамма-излучения опреде-
лена по степени ионизации воздуха. Единица дозы гамма-
излучения в воздухе получила название «рентген».
Рентген — это такая доза рентгеновского или гамма-
излучения, при которой в 1 см3 сухого воздуха при нор-
мальных условиях1 образованные ионы одного знака
имеют суммарный заряд, равный одной электростатиче-
ской единице количества электричества (1 CGSE).
Заряд электрона равен 4,8 • 10-10 CGSE, поэтому если
предположить, что каждый из ионов имеет заряд одного
электрона, то число пар ионов, образующихся в 1 см3 воз-
1 Температура 0° С и давление 760 мм рт. ст.
47
духа при дозе в один рентген, равно = 2,08 ’
то есть примерно 2 000 000 000.
Отсюда следует, что рентген — это такая доза излуче-
ния, при которой в 1 см3 воздуха при нормальных усло-
виях образуется приблизительно 2 000 000 000 пар ионов,
каждый из которых имеет заряд, равный заряду элек-
трона.
Нетрудно найти, какой поглощенной энергии соответ-
ствует доза в один рентген. Энергия, затрачиваемая на
образование одной пары ионов в воздухе, равна 34 эв;
при дозе в 1 рентген образуется 2,08 миллиарда пар
ионов, поэтому энергия излучения, поглощенная в 1 см3,
равна
ДЕ = 2,08- 109 X 34 = 71 • 103 Мэв = 0,114 эрг1.
Плотность воздуха при нормальных условиях равна
р = 0,001293 г/см3, поэтому 1 рентген соответствует погло-
щению в 1 г воздуха энергии, равной — — ———— —
р 0,001293
= 5,4- 107 Мэв, или 88 эрг. Преимущество рентгена как
единицы дозы, удобной для оценки биологического дей-
ствия гамма-излучения, состоит в том, что в широком ин-
тервале энергий гамма-квантов (от 0,08 до 5 Мэв) отно-
шение доз в 1 г мягких тканей живого организма и в 1 г
воздуха практически остается постоянным и приблизи-
тельно равным 1,1. Иначе говоря, если при дозе в 1 рент-
ген в 1 г воздуха величина поглощенной энергии равна
88 эрг, то в 1 г тканей она будет равна 97 эрг. Однако
при малых энергиях гамма-квантов (£т < 0,08 Мэв) и
при больших (Е^ > 5 Мэв) отношение доз в тканях и воз-
духе становится зависящим от энергии гамма-квантов. Это
обстоятельство не позволяет однозначно судить о вели-
чине дозы излучения в живых тканях по величине дозы
излучения в воздухе. Поэтому рентген как единица иони-
зирующего действия, удобная для оценки биологического
действия гамма-излучения, теряет свое значение при
энергиях гамма-квантов менее 0,08 Мэв и более 5 Мэв.
Мощность дозы излучения Р обычно измеряется в рентге-
нах в час (р/час).
О поражающем действии радиоактивных излучений
мы более подробно расскажем далее. Сейчас же для того,
1 1 Мэв = 1,6 • 10~6 эрг.
48
чтобы представить себе рентген как единицу дозы, при-
ведем несколько примеров.
Человек, как и все другие организмы, всегда подвер-
гается небольшому внешнему и внутреннему облучению
за счет естественной радиации. Внешнее облучение соз-
дается космическими лучами и гамма-излучением есте-
ственных радиоактивных изотопов, содержащихся в почве,
материале зданий и в атмосфере. В среднем доза внеш-
него облучения человека составляет около 0,09 рентгена
в год. Однако в некоторых районах вследствие большей
радиоактивности почвы или повышенной интенсивности
космических лучей эта доза может оказаться значительно
выше.
Источником внутреннего облучения являются радио-
активные изотопы калий 40 и углерод 14, содержащиеся в
организме человека. Общая активность каждого из этих
изотопов в организме человека в среднем составляет
около 0,1 мккюри, а суммарная доза внутреннего облуче-
ния, создаваемая этими изотопами, достигает 0,02 рент-
гена в год.
Кроме того, в организме человека содержится некото-
рое количество радия, попадающего в организм с питьевой
водой и пищей. При нормальном содержании радия в ор-
ганизме доза облучения костной ткани составляет около
0,04 рентгена в год.
У многих из нас один или несколько раз в году произ-
водится врачами рентгеноскопия (фотографирование)
грудной клетки; доза, создаваемая при этом рентгенов-
скими лучами, составляет около 0,05 рентгена за один
снимок.
Эти примеры иллюстрируют величины доз, практиче-
ски безопасных для здоровья человека.
Гамма-постоянная точечного источника гамма-излуче-
ния. Величину мощности дозы от гамма-излучения, испу-
скаемого точечным излучателем определенной активности,
легко определить, если известна его гамма-постоянная.
Гамма-постоянная — это величина мощности дозы в
p/час, создаваемая точечным излучателем активностью в
1 кюри на расстоянии 1 м.
Гамма-постоянная зависит от величины энергии и
числа гамма-квантов, испускаемых радиоактивным изото-
пом при распаде одного атома. Значение гамма-постоян-
ной можно найти экспериментально или путем расчета.
4 Н П Петров и В П. Сырнев
49
В табл. 4 приводятся величины гамма-постоянных неко-
торых радиоактивных изотопов.
Зная величину гамма-постоянной и активность точеч-
ного источника, нетрудно найти мощность дозы, созда-
ваемую излучением на расстоянии от источника:
• Q
Р = рентген/час,
где — гамма-постоянная изотопа;
R — расстояние от источника в метрах;
Q — активность источника в кюри.
Пример. Определить мощность дозы гамма-излуче-
ния от точечного излучателя Со60 активностью Q = 3 кюри
на расстоянии R = 10 м.
Из табл. 4 находим для изотопа Со60 значение =
= 1,35 рентген/час,
Р = -* 1 - - = 0,0405 рентген/час.
Гамма-постоянная 1 г радия при фильтре 0,5 мм из
платины, который поглощает все бета-лучи, равна
рентген см2
1 Часто гамма-постоянная выражается в --------------, в этом
час мк
случае она численно в 10 раз больше величины, приведенной в
табл. 4. В формуле для определения Р расстояние Р выражается
тогда в сантиметрах.
50
0,84 рентген/час. Следует отметить, что радий находится
вместе со своими продуктами распада (радон, RaA, RaB
и др.), которые также радиоактивны, поэтому ионизирую-
щее действие обусловливается не только гамма-лучами
собственно радия, но и излучением его продуктов распада.
Иногда для характеристики ионизирующего действия
гамма-излучения источника пользуются еще одной вели-
чиной — грамм-эквивалентом радия. Грамм-эквивалент
радия — это такое количество радиоактивного вещества,
которое при одинаковых геометрических условиях создает
ту же дозу, что и 1 г радия в равновесии со своими про-
дуктами распада. В нижней графе табл. 4 указаны актив-
ности данного изотопа, соответствующие 1 г-эквиваленту
радия.
Если активность источника выражена в грамм-эквива-
лентах радия Г, то мощность дозы от такого источника на
расстоянии R метров равна
п 0,84-Г .
Р = —рентген/час.
Физические и биологические эквиваленты рентгена.
Отдельные виды ионизирующих излучений (рентгеновское
излучение, а-, р-, 7-лучи, потоки нейтронов и т. д.) при
одной и той же степени ионизации воздуха производят
различное биологическое действие. Это различие в биоло-
гической эффективности отдельных видов ионизирующих
излучений обусловлено главным образом различной ве-
личиной плотности ионизации живой ткани вдоль про-
бега ионизирующих частиц. Поэтому из радиоактивных
излучений наибольшей биологической эффективностью
обладает альфа-излучение.
В качестве единицы дозы в воздухе для а-, ₽- и других
корпускулярных излучений принята единица, получившая
название физического эквивалента рентгена (фэр).
Доза в 1 фэр соответствует образованию 2,08 • 109 пар
ионов в 1 см3 сухого воздуха при нормальных условиях.
Таким образом, дозы в 1 фэр корпускулярного излучения
и в 1 рентген гамма-излучения соответствуют одной и
той же степени ионизации воздуха.
Однако в силу различной биологической эффективно-
сти отдельных видов ионизирующих излучений доза в
1 фэр будет соответствовать разному биологическому
действию. Это обстоятельство заставляет ввести еще одну
4*
51
единицу — биологический эквивалент рентгена (бэр).
Бэр есть доза, которая обладает той же биологической
эффективностью, что и 1 рентген гамма- или рентгенов-
ского излучения. Для получения дозы в бэр необходимо
величину дозы в фер умножить на коэффициент относи-
тельной биологической эффективности (обэ) для данного
вида ионизирующего излучения.
Для альфа-излучения коэффициент обэ — величина
порядка 10, для бета-излучения — около 1.
4. Поражающее действие ионизирующих излучений
При поглощении энергии излучения в тканях происхо-
дят биологические изменения вследствие разрушения и
гибели части живых клеток. Эти изменения в здоровых
тканях являются всегда вредными и при достаточно боль-
ших дозах могут привести к нарушению нормальных
функций отдельных органов и заболеванию всего орга-
низма так называемой лучевой болезнью.
Механизм воздействия ионизирующих излучений на
ткани полностью еще не выяснен. Однако основные про-
цессы установлены и представляются в следующем виде.
При облучении живой клетки происходит ионизация и
разрушение части молекул, входящих в ее состав, что
приводит к ряду изменений в деятельности клетки, харак-
тер которых зависит от дозы излучения.
Облучение дозами в несколько тысяч рентгенов вызы-
вает почти мгновенную гибель клетки вследствие разру-
шения относительно большого числа молекул. При мень-
ших дозах облученные клетки остаются жизнеспособ-
ными, но в процессе деления или погибают или делятся,
однако дочерние клетки не могут выполнять жизненных
функций и погибают. Этим в основном и объясняется на-
личие скрытого периода лучевой болезни, продолжитель-
ность которого увеличивается с уменьшением дозы излу-
чения. По этой же причине наиболее чувствительными к
воздействию ионизирующих излучений являются ткани,
состоящие из делящихся клеток, например костный мозг.
При исследовании действия излучений на организм в
целом следует различать два случая — внешнее облуче-
ние, когда источники излучения находятся вне организма,
и внутреннее облучение, имеющее место! при попадании
радиоактивных веществ внутрь организма.
52
Рассмотрим подробнее первый случай.
Наиболее опасным является внешнее облучение всего
организма гамма-лучами, имеющими большую проникаю-
щую способность и поэтому поражающими все органы и
ткани. В настоящее время на основе тщательного изуче-
ния имевших место случаев облучения людей, особенно
после атомных бомбардировок американцами японских
городов Хиросима и Нагасаки, а также проведения опы-
тов по облучению различными дозами животных в ино-
странной печати приняты следующие зависимости между
дозой гамма-излучения при облучении всего организма и
реакцией человека.
При облучении дозами до 50 рентгенов однократно,
то есть длительностью до нескольких часов, организм чело-
века не ощущает каких-либо вредных последствий. Такую
дозу называют однократно допустимой.
При однократном облучении дозами в пределах
100—150 рентгенов у незначительной части людей могут
появиться признаки лучевой болезни — слабость, легкая
тошнота и даже рвота, головокружение. Число лейкоцитов
в крови падает, что является верным признаком облуче-
ния дозой выше 100 рентгенов. Через 1—2 недели все эти
признаки пропадают и человек становится вполне здоро-
вым. Однако после выздоровления таких людей нежела-
тельно подвергать повторному облучению в течение одно-
го — двух месяцев даже однократно допустимыми дозами.
При однократном облучении дозами 150—200 рентге-
нов большинство людей будет выведено из строя в первый
же день на срок до 3 недель с признаками лучевой бо-
лезни — тошнота, рвота, слабость. У части людей могут
наблюдаться тяжелые заболевания. В период до полутора
месяцев возможны отдельные (до 5% от общего числа
облученных) смертные случаи.
При дозах 200—400 рентгенов будут наблюдаться те
же признаки лучевой болезни, но в более тяжелой форме.
Почти все облученные будут выведены из строя в первые
сутки и на срок не менее 3 месяцев. В течение этого пе-
риода возможны смертельные исходы у 30% облученных.
При дозах 400—600 рентгенов все облученные будут
выведены, из строя с признаками лучевой болезни тяжелой
степени на срок не менее 3 месяцев. Возможно 50% смер-
тельных исходов.
53
После облучения дозами выше 700 рентгенов в течение
полутора месяцев погибают практически все облученные.
Данные о зависимости тяжести поражения от вели-
чины дозы при однократном облучении всего организма
сведены в табл. 5.
Таблица 5
Возможное действие на людей доз гамма-излучения,
получаемых однократно
(по данным иностранной печатих)
Доза рентген Тяжесть заболевания Число смертельных исходов Число заболевших за 24 часа после облучения
через 24 часа после об- лучения через 6 недель после об- лучения
ДО 50 Заметных отклонений от нормы нет. Незначи- тельные изменения со- става крови, которые быстро проходят Нет Нет Ничтожно малое
50—100 Возможны изменения состава крови, но без серьезных поражений Нет Нет Отдельные случаи
100—200 Лучевая болезнь лег- кой степени. После вы- здоровления работоспо- собность, как правило, сохраняется Нет Отдель- ные редкие случаи Более половины
200—400 Лучевая болезнь сред- ней тяжести. Как пра- вило, потеря трудоспо- собности Почти нет Отдель- ные случаи Предполо- жительно все
400—600 Тяжелая лучевая бо- лезнь Отдель- ные случаи 5О<*/о и более То же
1 Ядерные взрывы. Перевод с английского. Издательство ино-
странной литературы, 1957 г.
54
Продолжение
Доза Тяжесть заболевания Число сме исхо через 24 часа после об- лучения ртельных •до в через 6 недель после об- лучения Число заболевших за 24 часа после облучения
1000 и более Тяжелая лучевая бо- лезнь ЮОо/о смертно- сти, много слу- чаев смерти через 24 часа после об- лучения Предполо- жительно все
Необходимо отметить, что поражение организма резко
снижается, если облучение происходило длительное
время. Например, доза в 100 рентгенов, полученная в те-
чение 10 дней равными порциями, практически не вызы-
вает каких-либо последствий. Однако надо> помнить, что
облучение организма любыми, даже малыми, дозами не
проходит для него бесследно. Поэтому приведенная выше
допустимая однократная доза 50 рентгенов может быть
принята только в отдельных случаях. Для людей, длитель-
ное время подвергающихся облучению по условиям работы
(рентгенологи, работники атомной промышленности), до-
пустимые дозы должны быть резко снижены. В настоя-
щее время допустимой дозой для этих категорий людей
считается не более 0,3 рентгена в неделю. Это составляет
около 15 рентгенов в год или 300 рентгенов за 20 лет.
Интересно отметить, что за счет космического излуче-
ния, достигающего поверхности земли, и радиоактивного
излучения от земли человек за 70 лет получает около
8 рентгенов, что считается полностью безвредным. Одной
из задач, решаемых при запуске искусственных спутников
Земли, является измерение интенсивности космического
излучения за пределами атмосферы и исследование его
влияния на живые организмы. При обнаружении большой
интенсивности ионизирующих излучений в космическом
пространстве придется принимать специальные меры для
защиты от него будущих космонавтов.
Отдельные части тела (ноги, руки, голова, верхняя
часть туловища) допускают облучение значительно боль-
шими дозами по сравнению с указанными выше без ка-
ких-либо серьезных поражений и заболевания всего орга-
55
иизма. Однако однократные дозы 300—400 рентгенов,
полученные кистями рук, могут вызвать появление так
называемой эритемы — лучевого ожога.
Внешнее облучение бета-излучением менее опасно
вследствие значительно меньшей его проникающей способ-
ности по сравнению с гамма-излучением. Альфа-излучение
при внешнем воздействии не представляет опасности.
Совершенно иная картина наблюдается при внутреннем
облучении, то есть при попадании радиоактивных веществ
внутрь организма. В этом случае наиболее опасно альфа-
излучение. Дело в том, что' удельная ионизация альфа-
частицами тканей примерно в 10 000 раз превышает
удельную ионизацию гамма-лучами. Это вызывает гибель
большего числа живых клеток при поглощении в тканях
энергии альфа-излучения по сравнению с поражением
клеток при поглощении такой же энергии гамма-излу-
чения.
Вторым фактором, который надо учитывать при внут-
реннем облучении, является усвоение организмом отдель-
ных радиоактивных изотопов и отложение их в органах.
Так, например, радий хорошо усваивается организмом и
отлагается в костях на длительное время, и его альфа-
частицы непрерывно бомбардируют костный мозг и дру-
гие ткани.
В продуктах взрыва атомных бомб имеется в значи-
тельных количествах стронций 90, излучающий бета-ча-
стицы с периодом полураспада 28 лет. Попадая в орга-
низм с пищей или через дыхательные пути, стронций 90
на длительное время отлагается в костях, разрушая окру-
жающие ткани. При попадании больших количеств радио-
активных веществ внутрь организма внутреннее облуче-
ние может привести к возникновению лучевой болезни с
совершенно такими же ее проявлениями, как и при внеш-
нем облучении.
II. МЕТОДЫ ОБНАРУЖЕНИЯ И ИЗМЕРЕНИЯ
РАДИОАКТИВНЫХ ИЗЛУЧЕНИЙ
1. Общая характеристика методов дозиметрии
Радиоактивные излучения непосредственно не ощу-
щаются нашими органами чувств, однако это совсем не
означает, что их невозможно обнаружить. Альфа,- бета-,
56
гамма-излучения, потоки нейтронов, протонов, радио-
волны, рентгеновские, инфракрасные и другие невидимые
излучения обнаруживаются благодаря тому или иному
виду взаимодействия их с окружающей средой. Приборы
же выполняют роль посредников между человеком и
средой, с помощью которых эти процессы не только обна-
руживаются, но и могут измеряться количественно.
Область измерительной техники, занимающаяся обна-
ружением и измерением радиоактивных излучений, полу-
чила название дозиметрии. Основными целями дозиметрии
радиоактивных излучений является проведение: а) рент-
генометрических измерений, то есть измерений дозы
в рентгенах и мощности дозы излучения в рентген/час1;
б) радиометрических измерений, имеющих целью опреде-
ление активности источников излучения, а также опреде-
ление степени заражения различных поверхностей и объ-
емов радиоактивными веществами.
Все методы дозиметрии радио-активных излучений
основаны на способности этих излучений ионизировать ве-
щество среды, в которой они распространяются. Иониза-
ция в свою очередь может явиться причиной ряда физиче-
ских или химических изменений в веществе. Подобные
изменения во многих случаях могут быть сравнительно
просто зафиксированы. К таким изменениям среды под
действием радиоактивных излучений относятся:
— изменение электропроводности газов;
— изменение электропроводности полупроводников;
— свечение (люминесценция) некоторых веществ;
— засвечивание фотографических пленок;
— изменение окраски некоторых химических раство-
ров;
— потемнение стекол;
— сгущение (конденсация) водяных паров вдоль пути
ионизирующей частицы (камера Вильсона);
— тепловой нагрев среды, на котором основаны кало-
риметрические методы дозиметрии.
В табл. 6 перечислены методы измерения радиоактив-
ных излучений, которые в настоящее время широко ис-
пользуются для целей дозиметрии.
1 При лабораторных измерениях мощность дозы часто опре-
деляется мкрентг/сек или рентг/мин.
57
Таблица 6
Основные методы дозиметрии радиоактивных излучений
№ по пор. Метод дозиметрии (воспринимающее устройство дозимет- рического прибора) Вид воздействия излучений на среду Область применения
1 Ионизационные камеры. Изменение элек- тропроводности га- зов. Измерение дозы и мощности дозы 8-, у-излучений. Радио- метрические измере- ния а-, ₽-, у-источни- ков больших активно- стей
2 Газоразрядные счетчики (счетные трубки). То же Радиометрические измерения а-, £-, у-ис- точников малых ак- тивностей, а также измерение мощности дозы излучений сла- бых интенсивностей.
3 Сцинтилляцион- ные счетчики. Люминесценция твердых, жидких, а также газооб- разных веществ. Радиометрические измерения а-, |3-, у-ис- точников. Измерение мощности дозы |3-, у-излучений.
4 Люминесцент- ные дозиметры. То же Измерение дозы у-излучения.
5 Фотоиндика- торы. Потемнение фо- тографических пленок. Измерение дозы (3-, у-излучений.
6 Химические ин- дикаторы. Изменение ок- раски некоторых химических раст- воров. Измерение больших доз у-излучения.
58
Ионизационные камеры и газоразрядные счетчики от-
носятся к ионизационным методам регистрации ионизиру-
ющих излучений. Эти методы основаны на собирании по-
ложительных и отрицательных ионов, образующихся в
объеме какого-либо' газа. Ввиду того, что в 'большинстве
существующих в настоящее время дозиметрических при-
боров применяются ионизационные методы регистрации
излучения, на принципе работы и устройства ионизацион-
ных камер и газоразрядных счетчиков мы остановимся бо-
лее подробно.
2. Ионизационные камеры
Ионизационная камера представляет собой устройство
из двух изолированных электродов, к которым приложено
постоянное напряжение.
В простейшем случае ионизационную камеру можно
представить себе в виде двух металлических параллель-
ных пластин, пространство между которыми заполнено
каким-либо газом, например воздухом.
При воздействии ионизирующего излучения на газ в
нем образуются положительные и отрицательные ионы.
При отсутствии напряжения между пластинами эти ионы,
как и все другие нейтральные молекулы и атомы газа, бу-
дут находиться в беспорядочном тепловом движении.
Однако, если к пластинам приложить постоянное напря-
жение, движение ионов становится направленным: поло-
жительные ионы под воздействием электрического поля
будут двигаться к отрицательно заряженной пластине —
катоду, отрицательные ионы — к положительно заряжен-
ной пластине — аноду.
Движение ионов под действием электрического поля
вызывает появление ионизационного тока в цепи камеры,
который может быть измерен с помощью какого-нибудь
электроизмерительного прибора. Сила ионизационного
тока равна суммарному электрическому заряду, перене-
сенному ионами к электродам камеры в течение одной се-
кунды. Она определяется числом ионов и зависит от ско-
рости их движения.
Наряду с процессами ионизации в газе одновременно
происходит и обратный процесс — рекомбинация, то есть
соединение ионов противоположных знаков, в результате
чего образуются нейтральные атомы и молекулы. Реком-
бинация происходит вследствие столкновения ионов раз-
59
личного знака в процессе хаотического теплового движе-
ния молекул газа. Чем больше скорость хаотического дви-
жения, то есть чем выше температура газа, тем более
вероятна рекомбинация ионов. С другой стороны, реком-
бинация будет пропорциональна количеству ионов каж-
дого знака. Действительно, рост числа положительных и
отрицательных ионов в единице объема газа увеличивает
вероятность их встречи между собой и, следовательно,
вероятность образования нейтральной молекулы. Таким
образом, в объеме газа между пластинами камеры при
воздействии ионизирующих излучений происходят два
конкурирующих между собой процесса — образование
ионов и их рекомбинация. По этой причине зависимость
ионизационного тока от напряжения, поданного на пла-
стины, так называемая вольтамперная характеристика ка-
меры, имеет характер, показанный на рис. 13.
Рис. 13. Вольтамперная характеристика иониза-
ционной камеры
С увеличением напряжения U и, следовательно, с ро-
стом напряженности электрического поля в пространстве
между электродами возрастает скорость движения ионов,
что приводит к уменьшению вероятности их рекомбина-
ции. В результате растет сила тока в цепи камеры (уча-
сток О А, рис. 13).
Однако при дальнейшем увеличении напряжения на-
ступает момент (точка А на кривой рис. 13), когда рост
ионизационного тока прекращается вследствие того, что
все образующиеся ионы достигают электродов камеры.
60
Ток, при котором практически все ионы, образующиеся
в камере в результате воздействия ионизирующего излу-
чения, собираются на электродах, называется током на-
сыщения.
Участок АБ вольтамперной характеристики камеры со-
ответствует режиму тока насыщения.
При увеличении напряжения (больше £Л>) ток в ка-
мере снова начнет возрастать за счет того, что электроны,
образованные под действием излучения, приобретают ме-
жду двумя соударениями с молекулами газа достаточно
большую скорость и в свою очередь начинают ионизиро-
вать газ.
Если интенсивность ионизирующего излучения возра-
стает в 2 раза, будет образовываться в 2 раза больше
ионов. Это вызывает увеличение ионизационного тока, но
одновременно в 4 раза увеличивается и вероятность ре-
комбинации. По этой причине режим тока насыщения на-
ступает при большем напряжении U\ на электродах ка-
меры. Очевидно, что ток насыщения будет в 2 раза
больше тока /н.
Таким образом, в ионизационной камере, работающей
в режиме тока насыщения, спустя небольшой промежуток
времени после начала действия излучения наступает рав-
новесие: число пар ионов, возникающих в камере в еди-
ницу времени, равно числу пар ионов, попадающих на
электроды за то же время. Отсюда величина тока насыще-
ния равна
IS = N • е • V ампер,
где N — число пар ионов, возникающих в 1 секунду в
1 см3 камеры;
V — объем камеры в см3;
е —заряд каждого иона в кулонах.
Из этой формулы следует, что величина тока насыще-
ния может служить мерой мощности дозы излучения, ко-
торая всегда пропорциональна числу пар ионов, образую-
щихся в 1 см3 воздуха в единицу времени. Шкала электро-
измерительного прибора, включенного в цепь камеры, мо-
жет быть проградуирована непосредственно в единицах
мощности дозы (например, рентген/час).
Следует отметить, что приведенная на рис. 13 вольт-
амперная характеристика будет присуща ионизационной
камере, между электродами которой электрическое поле
61
строго равномерно, то есть напряженность поля в любой
точке постоянна.
Для простейшей камеры, состоящей из двух парал-
лельных пластин, это условие не выполняется. На рис. 14
силовыми линиями показан характер электрического поля
между пластинами, находящимися в однородном воздуш-
ном пространстве. Густота силовых линий пропорцио-
нальна напряженности электрического поля.
В такой камере с ростом напряжения на пластинах
сила ионизационного тока будет непрерывно увеличи-
ваться.
Действительно, при каком-то напряжении наступит
режим тока насыщения в пространстве между пласти-
нами, где напряженность электрического поля макси-
мальна (область АБ). Однако в других областях (5В, ВГ)
напряженность поля еще недостаточна, и при дальнейшем
увеличении разности потенциалов между пластинами
ионизационный ток будет нарастать. Процесс нарастания
будет непрерывно продолжаться, так как электрическое
поле ничем не ограничено. Таким образом, в такой про-
стейшей ионизационной камере объем воздуха, из кото-
рого происходит собирание ионов, неограничен и режим
тока насыщения практически неосуществим. Следова-
тельно, камера такого типа не пригодна для измерения
мощности дозы излучения по величине тока насыщения.
Ограничение объема камеры может быть осуществлено
двумя методами — электрическим полем и созданием за-
крытого объема при помощи стенок.
62
В первом случае один из электродов камеры, в цепь
которого включается измерительный прибор и который
обычно называется собирающим, окружается дополни-
тельным электродом, как показано на рис. 15.
Если на дополнительный электрод Д подать потен-
циал, равный потенциалу собирающего, распределение
электрического поля в камере будет иметь вид, показан-
ный на рис. 15. Напряженность электрического поля в
пределах, ограниченных размерами собирающего элек-
трода, теперь уже строго равномерна.
Рис. 15. Электрическое поле между пластинами при наличии допол-
нительного электрода D
При воздействии излучения ионизация воздуха, как и
раньше, происходит во всем объеме камеры. Однако че-
рез измерительный прибор теперь проходит только часть
ионизационного тока из столба воздуха, ограниченного'
поверхностью собирающего^ электрода. Объем воздуха, из
которого ионы попадают на собирающий электрод, при-
нято называть рабочим объемом камеры. Как видно из
рис. 15, рабочий объем камеры составляет часть ее
геометрического объема.
Наличие равномерного электрического поля позволяет
легко обеспечить режим тока насыщения и достаточно
точно определить рабочий объем камеры как произведение
площади собирающего электрода на высоту h.
Следует заметить, что, даже небольшое различие в по-
тенциалах собирающего и дополнительного электродов
вызывает искажения электрического поля в камере. Это
мало повлияет на величину напряжения, необходимого
для обеспечения режима тока насыщения, но может вы-
звать значительные отклонения действительного рабочего
63
объема от вычисленного по геометрическим размерам
собирающего электрода.
Рассмотренный выше метод ограничения объема иони-
зационной камеры вследствие некоторой сложности не
пригоден для переносной и полевой дозиметрической
аппаратуры.
Более простым является второй метод — создание за-
крытого объема при помощи стенок. Схематическое изо-
бражение камеры подобного типа показано на рис. 16
^утренний электрод Стета камеры
ZZZZZZ2Z23/
Внешний электрод
Охранный электрод
Янтарный изоля-
К прибору
Рис. 16. Принцип устройства стеночной иониза-
ционной камеры
Высоковольтный электрод представляет собой прямоуголь-
ную или цилиндрическую коробку, являющуюся корпу-
сом камеры, внутри которой размещается собирающий
(внутренний) электрод. Вывод собирающего электрода из
корпуса камеры осуществляется через янтарный или по>-
листироловый изолятор, имеющий очень хорошие изоля-
ционные свойства. Между высоковольтным и собирающим
электродами ставится так называемое охранное кольцо.
Охранное кольцо предохраняет цепь собирающего элек-
трода от токов утечки по изолятору между высоковольт-
ным и собирающим электродами. Эти токи утечки всегда
направлены в ту же сторону, что и ионизационный ток
камеры, и могут привести к завышению показаний при-
бора.
В камерах такого типа собирание ионов происходит из
объема, ограниченного стенками. Форма и размеры элек-
тродов, в зависимости от назначения камеры, могут быть
самыми разнообразными. Встречаются камеры, электроды
которых выполнены в виде пластин, концентрических ша-
ров, коаксиальных цилиндров и иной формы. Совершенно
понятно, что создание равномерного электрического поля
64
в стеночных камерах весьма затруднено. Однако из-за
наличия ограниченного объема режим тока насыщения в
таких камерах получить возможно, при этом напряжение
на электродах должно быть более высоким.
Для цилиндрических и -сферических камер сам выбор
конструкции уже предопределяет наличие неравномерного
Рис. 17. Разрез цилиндрической ионизационной камеры
поля — с приближением к центральному электроду напря-
женность поля возрастает. Наибольшую равномерность
поля возможно обеспечить в камере со стенками в виде
параллелепипеда и собирающим электродом в виде пла-
стины, размещенной параллельно стенкам (так называе-
мая плоская камера).
Общий вид ионизационной камеры цилиндрической
формы приведен на рис. 17. При том же расстоянии ме-
жду электродами, что и в плоской камере, режим тока
насыщения в цилиндрической камере будет обеспечи-
ваться при большем напряжении и разница в напряже-
ниях будет тем больше, чем больше отношение диаметров
внешнего и внутреннего электродов.
В ионизационной камере, состоящей из двух концент-
рических шаров, неравномерность поля еще больше, чем
5 Н. П Петров и В П. Сырнев gg
в цилиндрической, что приводит к необходимости более
значительного увеличения напряжения питания.
Рабочий объем стеночной камеры всегда меньше гео-
метрического. Это получается, во-первых, вследствие того,
что часть объема занимает собирающий электрод, и, во-
вторых, вследствие утечки части ионов на охранное
кольцо. Для уменьшения утечек конструкция охранного
кольца делается так, чтобы его поверхность, выступаю-
щая внутрь объема камеры, была возможно меньше.
Как уже указывалось выше, при одном и том же рас-
стоянии между электродами наименьшее напряжение,
обеспечивающее режим тока насыщения, имеет место для
камеры плоской конструкции. Отсюда ясно, что иониза-
ционные камеры для полевых приборов, где экономия пи-
тания имеет существенное значение, должны иметь плос-
кую конструкцию.
Измерение доз гамма-излучения в рентгенах. Рассмат-
ривая основные условия, позволяющие обеспечить в иони-
зационных камерах различных типов полное собирание
ионов, мы не останавливались подробно на природе воз-
никновения этих ионов под действием ионизирующих
излучений.
Измерение числа пар ионов, образующихся в единицу
времени (или, что то же самое, — ионизационного тока в
режиме насыщения) в каком-либо объеме воздуха, позво-
ляет определить поглощенную энергию излучения в этом
объеме, то есть мощность дозы. Измерение числа пар
ионов за все время действия излучения позволяет опреде-
лить его дозу. При этом, очевидно, величина объема не
играет существенного значения, если только она не на-
столько велика, что имеет место большое поглощение аль-
фа- или бета-излучения, вызывающее неравномерную
ионизацию в различных точках камеры.
Поглощение энергии гамма-излучения происходит пу-
тем передачи его энергии электронам атомов среды. При
этом, как указывалось ранее, происходят три основных
процесса — фотоэффект, комптоновское поглощение и об-
разование пар. Во всех 'Случаях образуются вторичные
электроны, энергия которых затрачивается на ионизацию
среды. Отсюда следует, что о поглощенной энергии гамма-
излучения в воздухе, ТО' есть о его дозе, правильно судить
по количеству образовавшихся ионов можно только тогда,
когда происходит их собирание на всем пути пробега вто-
66
ричных электронов. Практически это означает, что раз-
меры ионизационной камеры должны зависеть от энергии
вторичных электронов или в конечном счете от энергии
гамма-квантов. Рассмотрим этот вопрос подробнее.
Между энергией гамма-квантов первичного излучения
и энергией вторичных электронов имеется строгая зависи-
мость. При фотоэффекте в воздушной среде практически
вся энергия кванта преобразуется в кинетическую энергию
фотоэлектронов, направление движения которых почти
перпендикулярно направлению движения квантов. При
комптоновском взаимодействии только часть энергии пер-
вичного гамма-кванта передается вторичным электронам
(электронам отдачи), оставшаяся часть уносится рассеян-
ными гамма-квантами. В зависимости от угла, под кото-
рым вылетают электроны отдачи, их энергия меняется от
нуля до максимума (когда электроны отдачи движутся в
том же направлении, что и первичные гамма-кванты).
В табл. 7 приведены значения кинетической энергии
фотоэлектронов и электронов отдачи в зависимости от
энергии квантов. В последних двух столбцах таблицы при-
ведены величины пробега этих электронов в воздухе при
0° С и давлении 760 мм ртутного столба (плотность воз-
духа 0,00129 г/см3).
Таблица 7
Кинетическая энергия фотоэлектронов и электронов
отдачи (максимальные значения) при взаимодействии
гамма-квантов с атомами воздуха
Энергия гамма-квантов fy Мэв Энергия фотоэлек- тронов, Мэв Энергия электронов отдачи ^шах Мэв Пробег электронов в воздухе 1
в см в мг/см2
0,03 0,03 1,5 1,9
0,05 0,05 0,008 3,8 5,0
0,07 0,07 0,015 6,7 8,7
0,1 0,1 0,028 12,5 16
0,2 — 0,088 10 13
0,5 — 0,33 85 ПО
1,0 — 0,80 290 375
1,5 — 1,3 520 670
2,0 — 1,6 660 854
5,0 — 4,5 2000 2600
1 Первые четыре значения даны для фотоэлектронов.
5*
67
Как указывалось ранее, при малых энергиях гамма-
квантов (приблизительно до 0,05 Мэв) основным процес-
сом взаимодействия с атомами воздуха является фото-
эффект, комптоновское взаимодействие по сравнению с
ним очень мало. При энергии квантов 0,06 Мэв коэффи-
циенты фотоэлектрического и комптоновского поглощения
равны, а начиная с = 0,1 Мэв и выше преобладаю-
щим является комптоновское взаимодействие. В соответ-
ствии с этим в табл. 7 приведены данные для того типа
взаимодействия, которое определяет поглощение гамма-
излучения в воздухе при данной энергии квантов.
Полученные данные позволят теперь оценить размеры
ионизационной камеры, в объеме которой укладывался бы
полный пробег вторичных электронов. Для гамма-квантов
с энергией до 0,1—0,2 Мэв ее размеры должны быть не-
сколько десятков сантиметров. Однако при больших энер-
гиях квантов они выражаются уже в метрах, а при
порядка 4—5 Мэв — в десятках метров. Такие иониза-
ционные камеры трудно построить в лабораторных усло-
виях, не говоря уже о полевых приборах.
Но даже при конструировании ионизационных камер
для измерений мощности дозы гамма-излучения с энер-
гией квантов менее 0,2 Мэв необходимо соблюдать ряд
мер, исключающих появление фотоэлектронов и электро-
нов отдачи из каких-либо сред/ кроме воздуха. Напри-
мер, если камеру, изображенную на рис. 15, освещать
широким пучком гамма-лучей, как показано стрелками,
вторичные электроны будут возникать также и в электро-
дах камеры. Попадая в рабочий объем, эти электроны
дадут дополнительную ионизацию воздуха, вследствие
чего измерения мощности дозы будут неправильными.
Типичная конструкция камеры, предназначенной для
измерений дозы гамма-излучения в воздухе, имеет вид,
показанный на рис. 18.
Камера имеет высоковольтный В, собирающий С и до-
полнительный Д электроды в виде пластин, разнесенных
на определенное расстояние и заключенных в экран из
листового свинца достаточной толщины. Назначение всех
электродов было объяснено выше. Расстояние между
электродами и их размеры выбраны такими, чтобы в лю-
бом направлении от центра камеры свободно укладыва-
лась длина пробега вторичных электронов от излучения,
доза которого должна измеряться. В специальное калиб-
68
рованное отверстие А внутрь камеры пропускается узкий
пучок излучения, который выходит из экрана в другое
отверстие, нигде не касаясь его стенок. На электроды по-
дается напряжение, достаточное для обеспечения режима
тока насыщения. При таких условиях в рабочий объем
попадают только те электроны, которые образовались при
взаимодействии с атомами воздуха.
Рис. 18. Устройство нормальной ионизационной камеры
Следует заметить, что размеры собирающего электрода
не обязательно должны быть равны длине пробега элек-
тронов в воздухе. На рис. 18 показано, что любому вто-
ричному электрону ^2, частично или полностью теряющему
свою энергию вне рабочего объема (показан пунктиром),
обязательно соответствует другой электрон <?i, который
восполняет потери ионов от электрона <?2.
Описанная выше камера называется нормальной и
применяется для эталонных измерений доз рентгеновских
и гамма-лучей в воздухе.
В ионизационных камерах типа, изображенного на
рис. 16, при воздействии гамма-излучения вторичные элек-
троны образуются как в воздухе, наполняющем ее объем,
так и в стенках. Поскольку плотность стенок (а значит, и
коэффициент поглощения излучения в стенках) в тысячи
раз больше плотности воздуха при атмосферном давле-
нии, число вторичных электронов, попадающих в рабочий
69
объем из стенок, примерно во столько же раз больше
числа электронов, возникающих в воздухе.
По существу ионизация воздуха в такой камере яв-
ляется мерой поглощенной энергии гамма-излучения ско-
рее в материале стенок, чем в воздухе. В связи с этим
необходимо' рассмотреть количество поглощенной энергии
гамма-излучения в различных материалах. При этом от-
ношение коэффициентов поглощения в этих материалах к
коэффициентам поглощения в воздухе при одинаковых
энергиях гамма-квантов пропорционально отношению по-
глощенных энергий излучения в материале и воздухе.
В табл. 8 приведены результаты такого сравнения для
плексигласа, алюминия и свинца.
Таблица 8
Отношение поглощенной энергии гамма-излучения
в 1 г плексигласа, алюминия и свинца к поглощенной
энергии в 1 г воздуха
Энергия гамма-квантов Е^ Мэв Относительная величина коэффициентов поглощения, рассчитанных на 1 г
плексиглас алюминий свинец
0,05 1,0 6 140
0,1 1,о 1,5 220
0,2 1,0 1,0 33
0,3 1,0 1,0 10
0,5 1,0 1,0 з,з
0,7 1,0 1,0 1,9
1,0 1,0 1,о 1,6
1.5 1,0 1,0 1,1
2,0 1,0 0,9 1,2
Как видно из таблицы, в области малых энергий
гамма-квантов в 1 г свинца поглощается в сотни раз
больше энергии излучения, чем в 1 г воздуха. Это озна-
чает, что в объем камеры, стенки которой изготовлены из
свинца, будет попадать в сотни раз больше вторичных
электронов, чем в камеру, имеющую, например, плекси-
гласовые стенки.
Иначе говоря, при одинаковой мощности дозы гамма-
излучения ионизационный ток в камере со свинцовыми
70
стенками будет много больше, чем ионизационный ток в
камере с плексигласовыми стенками. Завышение иониза-
ционного тока будет зависеть от энергии гамма-квантов,
то есть жесткости излучения. Поэтому такой эффект ча-
сто называют «ходом с жесткостью». Как видно из табл. 8,
«ход с жесткостью» в камере с алюминиевыми стенками
значительно меньше, чем для свинца. В камере со стен-
ками из плексигласа «ход с жесткостью» во всем диапа-
зоне энергий квантов, приведенных в таблице, практиче-
ски отсутствует.
Вещества, в которых энергия, поглощенная в 1 г, прак-
тически равна поглощенной энергии в 1 г воздуха, -на-
зываются воздухоэквивалентными. К ним относятся уг-
лерод, бакелит, плексиглас и другие пластмассы. Во-
обще любые материалы, атомный номер которых ра-
вен или очень близок к атомному номеру воздуха
(2воэд. = 7,62), являются воздухо-эквивалентными.
Если ионизационная камера предназначается для из-
мерений мощности дозы гамма-излучения только одной
жесткости, ее стенки могут быть изготовлены из любого
материала. Такую камеру можно проградуировать по
нормальной ионизационной камере, то есть найти силу
ионизационного тока, соответствующего 1 рентгену в
час. Затем, помещая эту камеру в поле гамма-излучения
той же жесткости, но неизвестной интенсивности, по ве-
личине ионизационного тока можно определить мощ-
ность дозы в месте измерения.
В том случае, если жесткость гамма-излучения неиз-
вестна, стенки камеры должны быть изготовлены из воз-
духоэкв1ивалентного материала. Из таких материалов
наиболее удобным в технологии является проводящая
пластмасса, которая приготовляется путем смешения в
определенной пропорции исходного порошка для пласт-
массы и графитовой пыли. После прессовки при опреде-
ленном давлении и температуре получается твердый
материал, обладающий хорошей проводимостью.
Следует заметить, что «ход с жесткостью» наблю-
дается в области сравнительно малых энергий квантов,
где основным процессом является фотоэлектрическое по-
глощение. Для алюминия, например, этот эффект наблю-
дается до Е1 ^0,2 Мэв.
Часто при сборке ионизационной камеры собираю-
щий электрод и изоляторы крепятся к ее стенкам при
71
помощи железных, латунных или медных винтов. Если
поверхность винтов не покрыта каким-либо воздухоэкви-
валентным материалом (например, аквадагом), то при
малых энергиях квантов появится значительное количе-
ство фотоэлектронов, излучаемых с поверхности винтов,
которые приведут к появлению «хода с жесткостью».
Для правильного измерения доз гамма-излучения при
помощи стеночной камеры определенное значение имеет
толщина стенок. Действительно, если стенки имеют
большую толщину, часть излучения будет поглощаться
в их наружном слое и результаты измерений могут быть
занижены. С другой стороны, при слишком тонких стен-
ках вторичные электроны будут терять в объеме камеры
только часть своей энергии, поглощаясь в противополож-
ной стенке, что также приведет к занижению показаний
камеры.
Для полевых приборов толщину стенки камеры
обычно выбирают из условий обеспечения достаточной
механической прочности ее и необходимости поглощения
бета-излучения, которое на зараженной местности все-
гда сопровождает гамма-излучение. При этом, казалось
бы, будет происходить некоторое ослабление мягкого
гамма-излучения в стенках и занижение ионизационного
тока в камере. Однако эксперименты не подтверждают
этого. Даже при толщине стенок плоской камеры по-
рядка 5—6 мм плексигласа занижение ионизационного
тока отсутствует при всех энергиях квантов, начиная с
0,06 Мэв и выше. Происходит это потому, что ослабление
мягкого излучения в передней стенке, на которую па-
дает поток квантов, практически полностью компенси-
руется выходом вторичных электронов из задней стенки
камеры. При увеличении жесткости гамма-излучения
уменьшается число вторичных электронов из задней
стенки, но уменьшается также и поглощение излучения
в передней стенке. По этим причинам плоская ионизаци-
онная камера с воздухоэквивалентными стенками толщи-
ной до 6 мм позволяет правильно измерять мощности
доз гамма-излучения в широком диапазоне энергий
квантов — от 0,06 до 3 Мэв.
Доза в воздухе, как известно, измеряется в рентге-
нах, причем одному рентгену соответствует образование
2,08 • 109 пар ионов в 1 см3 воздуха при температуре
0° С и давлении 760 мм рт. ст. Плотность воздуха при
72
этих условиях равна 0,001293 г/см3 * * * * *. Практически измере-
ния доз производятся почти всегда при других климати-
ческих условиях: летом или в помещении (в любое время
года) при положительных температурах, зимой — при
отрицательных температурах. Кроме того, и давление
воздуха может меняться в широких пределах, особенно
в гористой местности. Изменение температуры и давле-
ния воздуха приводит к изменению его плотности, в том
числе и плотности в объеме камеры, если она не герме-
тична. Например, при температуре 18° С и давлении
740 мм рт. ст. плотность воздуха равна 0,00118, то есть
в 1,1 раза меньше нормальной. При отрицательных тем-
пературах плотность воздуха, наоборот, выше нормаль-
ной. Отсюда следует, что для получения правильных ре-
зультатов измерений дозы в рентгенах в величину иони-
зационного тока камеры необходимо вносить поправки
на температуру и давление воздуха. Величина поправки
о, на которую надо умножить измеренное значение иони-
зационного тока при температуре /°C и давлении
Р мм рт. ст., может быть найдена по формуле
g_ 273 + /° . 760
“ 273 Р ’
3. Методы измерения ионизационных токов
Ионизационные токи камеры даже при сравнительно
больших мощностях дозы имеют очень малую величину.
Как мы уже знаем, одному рентгену соответствует в
каждом кубическом сантиметре воздуха образование за-
ряда 2,08 • 109 * * * • 1,6 • 10"19 = 3,33 • 10-10 кулона. Если мощ-
ность дозы равна 1 рентген/час, то в ионизацион-
ной камере объемом 1 см3 будет течь ток, равный
3,33 • 10-10/3600 = 0,925 • 10-13 ампера, так как 1 ампер со-
ответствует прохождению заряда 1 кулон в секунду.
Если объем камеры равен V см3 и мощность дозы
Р рентген/час, то сила ионизационного тока в режиме
насыщения будет равна
/ = 0,925 • 10~13 • V • Р ампер.
Таким образом, даже при объеме камеры 1000 см3
(1 л) и мощности дозы 1 рентген/час ионизационный
73
гок будет менее одной десятитысячной доли микроам-
пера. Такие токи обычными электроизмерительными
приборами, пригодными для применения в полевых усло-
виях, измерить невозможно.
Токи порядка 10-9—10~14 ампера принято называть
слабыми токами. Наибольшее распространение в прак-
тике получили два метода измерений слабых токов: с
помощью электрометров и с помощью усилителей по-
стоянного тока на электрометрических лампах.
Принцип устройства и работы электрометра. Прин-
цип действия электрометра заключается в следующем.
Между двумя неподвижными электродами поме-
щается легкий подвижный электрод-, обладающий очень
малой упругостью. На неподвижные электроды подается
напряжение определенной величины, вследствие чего в
пространстве между ними образуется электрическое
поле. Подвижный электрод при отсутствии на нем элек-
трических зарядов не будет взаимодействовать с полем.
Если на подвижный электрод будет подан заряд, то
электрод начнет двигаться в поле до тех пор, пока силы
электрического притяжения не уравновесятся силами уп-
ругости подвижного электрода. Величина электрических
сил пропорциональна не величине заряда q на подвиж-
ном электроде, а его потенциалу (7, который связан с
зарядом соотношением
G
где С — емкость подвижного электрода относительно
земли.
При малом значении емкости С небольшим зарядам
будет соответствовать значительный потенциал, который
может быть достаточно точно измерен. По известному
заряду q сила тока I определяется из соотношения
l=-^t
t
где t — время в секундах, в течение которого накапли-
вается заряд q.
Таким образом, чувствительность электрометра опре-
деляется минимальным напряжением U, которое может
быть измерено. По существу электрометр представляет
собой особой конструкции электростатический вольт-
74
метр, предназначенный для измерения малых напря-
жений.
В настоящее время имеются весьма разнообразные
конструкции электрометров. Наиболее распространен-
ным и удобным в работе является струнный электрометр.
При высокой точности измерений слабых токов при-
менение электрометров имеет один весьма существен-
ный недостаток — длительное время, требуемое для
проведения одного измерения. Это не позволяет прово-
дить измерения быстроменяющихся токов, создает зна-
чительные трудности в полевых условиях, не позволяет
вести непрерывное наблюдение за силой тока и автома-
тическую регистрацию его. Поэтому электрометры при-
меняются обычно при эталонных измерениях.
В остальных случаях широкое применение находят
усилители постоянного тока на электрометрических лам-
пах или так называемые ламповые электрометры.
Ламповые электрометры. На рис. 19 приведена прин-
ципиальная схема однолампового усилителя постоянного
Рис. 19. Принципиальная схема однолампового усилителя постоян-
ного тока. Справа показана анодно-сеточная характеристика
лампы
тока. Там же показана анодно-сеточная характеристика
усилительной лампы, то есть зависимость анодного тока /а
от напряжения на сетке U „ при постоянных напряже-
ниях накала и анода. В цепь сетки лампы включены со-
противление R и батарея смещения — Eg.
При отсутствии входного тока (/Вх = 0) напряжение
на сетке лампы относительно катода равно —U g0 и в ее
75
анодной цепи течет ток /ао, что соответствует точке А нВ
характеристике лампы.
При появлении входного тока в направлении, указан-
ном на рис. 19 стрелкой, на сопротивлении R создается
падение напряжения UQX — /вх • 7?, направленное так,
что оно уменьшает смещение на сетке, которое стано-
вится равным Ugl — UgQ — /вх •/?, вследствие чего ток в
анодной цепи возрастает до /а1. Изменение анодного
тока регистрируется электроизмерительным прибором М.
Одним из параметров усилительной лампы является
крутизна характеристики, определяемая как отношение
изменения анодного тока к соответствующему измене-
нию напряжения на сетке при постоянных напряжениях
накала и анода. Крутизна характеристики обозначается
обычно буквой S и выражается в миллиамперах на
вольт (ма/в) или микроамперах на вольт (мка/в). На
линейном участке характеристики лампы крутизна яв-
ляется величиной постоянной и наибольшей по своему
значению. В паспорте любой усилительной лампы всегда
указывается именно это значение крутизны.
Таким образом, по известному изменению напряже-
ния на сетке MJ g изменение анодного тока лампы Д/а
можно найти из соотношения
Д/а = 5 • Д[/г
В схеме рис. 19 изменение напряжения на сетке
лампы создается падением напряжения на сопротивле-
нии R за счет входного тока, то есть kUg — I^ -R. Сле-
довательно,
Д/а = Лх • S • R — K • /вх,
где К = S-R может быть назван коэффициентом усиле-
ния по току.
Выбирая лампу с большой крутизной и сопротивле-
ние R большой величины, можно при очень слабых
входных токах получить значительные изменения анод-
ного тока, которые легко могут быть измерены обычными
микроамперметрами. Если рост крутизны характери-
стики может быть ограничен конструктивными особен-
ностями электронных ламп, то сопротивление R, вообще
говоря, может быть взято сколь угодно большой вели-
чины и, казалось бы, усиление по току может быть по-
лучено неограниченно большим.
76
Однако на практике это не так, и основной причиной,
ограничивающей величину усиления, является наличие
сеточных токов лампы.
Как известно, в любой электронной лампе ток соз-
дается за счет потока электронов, испускаемых нагре-
тым до определенной температуры металлическим като-
дом. Когда на сетку усилительной лампы подается отри-
цательный потенциал по отношению к катоду, элек-
троны отталкиваются от нее, и ток в цепи сетки должен
бы быть равен нулю. В действительности даже при от-
рицательном потенциале сетки в ее цепи течет неболь-
шой ток, величина и знак которого меняются в зависи-
мости от напряжения на сетке. При напряжении на сетке,
близком к нулю, ток сетки течет в том же направлении,
что и ток анода. Это направление сеточного тока принято
называть положительным. При постепенном увеличении
смещения положительный сеточный ток резко падает,
становится равным нулю, затем меняет свое направление
на обратное и продолжает расти по величине. В зависи-
мости от напряжения на аноде лампы меняется как ве-
личина сеточного тока, так и форма его характеристики.
Для обычных усилительных ламп, применяемых в ра-
диоаппаратуре, величина сеточного тока находится в
пределах 10~8-=-10-9 ампер. Этот ток, протекая по сопро-
тивлению /?, также создает на нем падение напряжения,
которое складывается или вычитается с напряжением
смещения, в зависимости от направления сеточного тока.
Следовательно, применение в схеме рис. 19 обычных
усилительных ламп не позволяет измерять токи менее
10~8 ампер, что явно недостаточно.
Как показали исследования, появление сеточного
тока при отрицательных напряжениях на сетке и слож-
ный вид его характеристики объясняются воздействием
нескольких факторов.
Положительный сеточный ток, протекающий при ма-
лых смещениях на сетке, вызывается частью электрон-
ного потока, который попадает на сетку при движении
электронов к аноду.
Основной причиной появления отрицательного сеточ-
ного тока является образование положительных ионов.
Лампы даже с высоким вакуумом содержат большое
количество молекул газа. При давлении в одну милли-
онную (10‘6) миллиметра ртутного столба каждый
77
кубический сантиметр газа в объеме лампы содержит
около 33 миллиардов молекул. Вылетающие из катода
электроны, разгоняясь под действием электрического
поля при своем движении к аноду, могут ионизировать
молекулы газа. Образовавшиеся положительные ионы
движутся по направлению наиболее отрицательного
электрода, то есть сетки, и создают в ее цепи ток. Так
как ионы несут положительный заряд, этот ток направ-
лен в обратную сторону по отношению к электронному
току сетки.
Число образующихся положительных ионов, а следо-
вательно, и сила ионного тока сетки растут с увеличе-
нием анодного тока и напряжения на аноде. И, наоборот,
с уменьшением анодного тока, например вследствие уве-
личения смещения на сетке лампы, уменьшается также
ионный ток сетки.
Второй причиной появления отрицательного сеточ-
ного тока являются утечки по баллону лампы между вы-
водами катод — сетка и анод — сетка. Всякое стекло не
является идеальным изолятором и имеет какое-то очень
большое сопротивление. Благодаря наличию разности
потенциалов между сеткой и катодом, а также сеткой и
анодом возникают токи утечки по баллону лампы, на-
правление которых обратно направлению электронного
тока сетки. С увеличением смещения на сетке токи
утечки будут возрастать.
Третьей причиной появления отрицательного сеточ-
ного тока является фотоэлектронная эмиссия электронов
из сетки. Раскаленный катод испускает свет, под влия-
нием которого из сетки вырываются электроны. Чем
больше температура катода, тем интенсивнее его луче-
испускание и больше отрицательный ток сетки. Оче-
видно, что от величины напряжений на аноде и сетке, а
также величины анодного тока фототок сетки не зави-
сит. Кроме того, сетка испускает электроны и по другой
причине. Электроны, ударяясь об анод, вызывают мяг-
кое рентгеновское излучение, которое также вырывает
вторичные электроны из сетки.
Для уменьшения величины сеточного тока были раз-
работаны специальные так называемые электрометриче-
ские лампы.
Положительный сеточный ток падает с уменьшением
величины анодного тока. Поэтому электрометрические
78
лампы работают при анодных токах в несколько десят-
ков микроампер вместо десятков миллиампер в обычных
усилительных лампах. Резкое уменьшение анодного тока
приводит также к падению и отрицательного сеточного то-
ка, обусловленного ионизацией электронами молекул газа.
Уменьшение количества молекул газа, то есть значи-
тельное улучшение вакуума в баллоне лампы, дает до-
полнительное падение величины ионного тока.
Наиболее радикальной мерой снижения ионного тока
является уменьшение напряжения на аноде. Для иониза-
ции молекул воздуха электроны должны иметь энергию
не менее 12—13 эв. Такую энергию они не могут приоб-
рести, если напряжение на аноде лампы будет меньше
12 вольт. Поэтому электрометрические лампы работают
при анодных напряжениях порядка 6—10 вольт.
Резкое снижение анодного напряжения лампы при-
водит к уменьшению крутизны ее характеристики S и,
следовательно, падению коэффициента усиления по току,
который определяется произведением S • R. В большин-
стве электрометрических ламп уменьшение крутизны
характеристики за счет снижения анодного напряжения
частично компенсируется путем введения второй так на-
зываемой катодной сетки, расположенной между управ-
ляющей сеткой и катодом. На катодную сетку подается
положительное напряжение порядка нескольких вольт,
благодаря чему область пространственного заряда, за-
нимаемая электронами около катода, расширяется, что
эквивалентно увеличению эффективной площади катода.
Катодная сетка, имея положительный потенциал, пре-
пятствует также собиранию на управляющей сетке обра-
зующихся около катода положительных ионов, чем до-
стигается дополнительное снижение величины отрица-
тельного сеточного тока.
Для уменьшения составляющей сеточного тока вслед-
ствие утечек по баллону лампы вывод управляющей
сетки делается через специальный колпачок, располо-
женный вдали от выводов остальных электродов. Креп-
ление сетки внутри лампы производится на специальных
кварцевых или стеклянных изоляторах с большим сопро-
тивлением. Баллон лампы изготовляется из специального
стекла с низкой проводимостью.
Утечки по внешней поверхности баллона могут
сильно возрасти при наличии на ней следов влаги.
79
Совершенно недопустимо нахождение лампы в открытом
виде в помещении с большой влажностью. Даже в поме-
щении с относительной влажностью 60—65% через не-
сколько часов после того, как лампа была открыта, токи
утечки сильно возрастают и, что самое неприятное, ста-
новятся неустойчивыми.
Обычно в приборах электрометрическая лампа поме-
щается в специальный герметизированный отсек или за-
ливается церезином. Перед установкой в прибор лампа
должна тщательно промываться в спирте для удаления
следов жира, затем в дистиллированной воде, досуха
протираться и в течение суток выдерживаться в сушиль-
ном шкафу для удаления следов влаги. В последнее
время поверхность баллона стали обрабатывать специ-
альными кремнеорганическими соединениями, которые
препятствуют оседанию влаги.
Уменьшение фотоэлектронной и термоэлектронной
эмиссии сетки в электрометрических лампах достигается
уменьшением температуры нагрева катода. При этом
значительно падает эмиссия катода, что также ведет к
ухудшению усилительных свойств лампы.
Принятие всех этих мер позволяет в десятки тысяч
раз снизить ток сетки электрометрической лампы, доводя
его до величины 10-134-10-14 ампера.
В табл. 9 приведены параметры некоторых электро-
метрических ламп. Напряжения и токи соответствуют
типовому режиму включения этих ламп.
Таблица 9
Типовой режим и параметры некоторых
электрометрических ламп
Тип лампы Напряжение накала, вольт Ток накала, ма Смещение на уп- равляющей сетке, вольт Анодное напря- жение, вольт Анодный ток, мка Напряжение на катодной сетке, вольт Сеточный ток, ампер Крутизна, мка/в Примечание
СИ-2 3 ПО —4 10 500 6 10-13 300 Тет-
род
ЭМ-1 3 по —4 10 300 6 10~и 55 То же
ЭМ-2 2 80 —4 10 300 6 10“13 55
ЭМ-3 3 120 —3 6 300 4 10~14 40 »
ЭМ-4 1,3 24 —1,7 8 100 — 1Q-13 100 Триод
80
На рис. 20 приведена принципиальная схема усили-
теля ионизационных токов камеры. В анодной цепи
лампы включен микроамперметр М, параллельно кото-
рому присоединена цепь компенсации, состоящая из ре-
остата /?к и батареи Ек.
Обычно начальное смещение UgQ на управляющей
сетке лампы выбирается так, чтобы рабочая точка нахо-
дилась на прямолинейном участке анодно-сеточной ха-
рактеристики (точка А на рис. 19). Тогда изменение
Рис. 20. Принципиальная схема усилителя ионизационных токов
камеры с компенсацией начального анодного тока лампы
анодного тока, а следовательно, и изменение показаний
микроамперметра будет прямо пропорционально изме-
нению ионизационного тока камеры. Но при таком ре-
жиме работы лампы через микроамперметр проходит
начальный анодный ток, величина которого может быть
довольно значительной. .При наличии цепи компенсации,
включенной, как показано на рис. 20, ток от батареи Ек
течет в направлении, обратном анодному току лампы.
Путем регулировки сопротивления можно добиться
полной компенсации начального анодного тока, и пока-
зания микроамперметра будут равны нулю. Такая регу-
лировка обычно называется «установкой нуля». Наличие
цепи компенсации позволяет также включать в анодную
цепь чувствительные измерители тока, пределы измере-
ний которых значительно ниже величины начального
анодного тока.
6 Н. П. Петров и В. П. Сырнев
81
Если в схеме рис. 20 применена лампа ЭМ-3 с кру-
тизной S = 40 мка/в, входное сопротивление равно
1011 ом и микроамперметр имеет верхний предел измере-
ний 50 мка, то максимальный ионизационный ток, кото-
рый может быть измерен, будет равен
/макс = ——— — 1,25 • 10“и ампер.
40 . Ю11
Уверенный отсчет показаний любого электроизмери-
тельного прибора начинается с Vio части его шкалы,
то есть в данном случае с 5 мка. Тогда минимальный
ионизационный ток, который может быть измерен в дан-
ной схеме, равен
/мин =----- =1,25- 10~12 ампер.
40 • 1011
При рабочем объеме камеры 1 л таким токам будет
соответствовать мощность дозы 0,13 и 0,013 рентген/час.
На рис. 20 пунктиром показана емкость Свх, всегда
имеющаяся во входной цепи схемы и включенная па-
раллельно сопротивлению R. Эта емкость складывается
из емкости между сеткой и катодом, а также сеткой и
анодом лампы, емкости между электродами камеры и
емкости соединительных проводов относительно корпуса
прибора. Наличие емкости Свх приводит к тому, что изме-
нение напряжения на сетке лампы, а следовательно, и
анодного тока всегда отстает по времени от изменений
ионизационного тока. Для выяснения этого вопроса рас-
смотрим цепь, состоящую из параллельно соединенных
конденсатора и сопротивления, подключенных через кон-
такт К к источнику постоянного тока, как показано на
рис. 21.
При разомкнутом контакте К ток в цепи отсутствует
и напряжение на емкости и сопротивлении равно нулю.
После включения контакта К в цепи потечет ток /. Од-
нако напряжение U в момент включения будет равно
нулю, так как на конденсаторе еще нет никаких заря-
дов. Только по мере накопления заряда на конденсаторе
напряжение будет постепенно нарастать. Если бы сопро-
тивление R отсутствовало, напряжение на конденсаторе
со временем непрерывно увеличивалось бы.
82
При наличии сопротивления 7? ток, заряжающий кон-
денсатор, будет непрерывно уменьшаться, так как с ро-
стом напряжения все большая часть его будет прохо-
дить через сопротивление. Процесс увеличения напря-
<7
Рис. 21. Распределение тока в цепи из па-
раллельно соединенных конденсаторов и
сопротивления в первый момент после за-
мыкания контакта /<
жения закончится, когда весь ток будет проходить
только через сопротивление и напряжение U будет равно
Uмакс '==z 7 * 7?.
Изменение напряжения происходит по закону
U = t/MaKC (1-в-^с),
где t — время, прошедшее после включения тока.
Произведение RC называется постоянной времени
цепи и обозначается буквой т. За время, равное т, на-
пряжение нарастает до 67% своей максимальной вели-
чины; за время 3-т —до 95%.
Таким образом, после начала облучения камеры на-
пряжение на сетке лампы и ток в анодной цепи устано-
вятся через некоторое время, равное примерно 3-т. Если
входная емкость Свх равна 30 пикофарадам и R =
= 1011 ом, постоянная времени входной цепи будет равна
т = 30 • 10~12 • 1011 = 3 секундам и показания микроампер-
метра будут соответствовать измеряемому ионизацион-
ному току только через 9—10 секунд. Отсюда следует,
что такой усилитель не может быть применен для изме-
рений быстроменяющейся мощности дозы излучения.
Уменьшение постоянной времени может быть достиг-
нуто либо снижением входной емкости, либо уменьше-
нием сопротивления R. Некоторого снижения входной
емкости можно достичь, выбирая ионизационную камеру
6*
83
с возможно меньшей емкостью между электродами и
тщательно продумывая монтаж, чтобы снизить емкость
подводящих проводов. Наиболее радикальным путем яв-
ляется уменьшение входного сопротивления, но при
этом во столько же раз снижается чувствительность
схемы. Выход из этого положения был найден путем при-
менения более сложных схем, из которых в полевых при-
Рис. 22. Принципиальная схема усилителя с обратной связью
борах находят применение усилители с отрицательной
обратной связью.
Принципиальная схема усилителя с обратной связью
показана на рис. 22. В таком усилителе часть напряже-
ния с выхода подается обратно на вход схемы. В случае,
если это напряжение складывается с напряжением сиг-
нала, мы имеем положительную обратную связь; если
напряжение обратной связи вычитается из напряжения
сигнала, обратная связь будет отрицательной. Положи-
тельная обратная связь для нас интереса не представ-
ляет, так как при этом нестабильность коэффициента
усиления увеличивается.
При отрицательной обратной связи непосредственно
на вход усилителя подается напряжение С7о, равное раз-
ности напряжений сигнала [7ВХ и напряжения обратной
связи р(7вых, где р — часть полного напряжения выхода.
Тогда для усилителя с коэффициентом усиления К
Цъъгх; К
Отношение ^вь— есть не что иное, как коэффициент
LAbX
усиления усилителя при наличии отрицательной обрат-
ной связи.
84
Величина р часто называется коэффициентом обрат-
ной связи. При р, равном или близком к единице, обрат-
ную связь называют глубокой. Если в усилитель, имею-
щий большой коэффициент усиления К (порядка
нескольких сотен), введена глубокая отрицательная обрат-
ная связь, общий коэффициент усиления будет практи-
чески равен единице, то есть выходное напряжение будет
равно входному. Но U3X — IBX • RBX и ивъ1х = /ВЫх • Лвых,
следовательно,
ДзХ * ^ВЫХ *
ИЛИ
г _____ г Rbx
* ВЫХ - ВХ * р
АВЫХ
Так как входное сопротивление усилителя слабых то-
ков много больше выходного, такой усилитель может
дать значительное усиление по току.
Например, при RBX = 1011 ом и /?вых = 2- 103 ом уси-
ление по току будет равно -—— = 5 • 107 раз. При токе
на выходе в 5 мка = 5 • 10-6 ампер ток на входе будет ра-
5 • 10~6
вен-----— = 10-13 ампер. В то же время даже значи-
тельные колебания коэффициента усиления К совер-
шенно не скажутся на точности измерений.
Второй весьма важной особенностью усилителя с глу-
бокой отрицательной обратной связью является умень-
шение постоянной времени входной цепи
т°бр=1+у./< •
При р = 1 и большом К постоянная времени тобр мо-
жет быть сделана достаточно малой, что позволяет без
искажений измерять быстроменяющиеся токи.
4. Газоразрядные счетчики
Принцип действия. Помимо измерений ионизирую-
щего действия излучений, на практике часто бывает не-
обходимо измерять поток заряженных частиц или
гамма-квантов, падающих на какую-либо поверхность
(например, при определении зараженности альфа- или
85
бета-активными веществами боевой техники, обмундиро-
вания, продовольствия и воды). Для этого можно было
бы применить описанные в предыдущей главе ионизаци-
онные камеры. Действительно, образующиеся на пути
заряженных частиц ионы, двигаясь в электрическом
поле камеры, создают в ее внешней цепи импульсы тока
или напряжения. Однако эти импульсы по величине чрез-
вычайно малы. Например, одна альфа-частица с энер-
о о ЛЛ З,8 • 106
гиеи около 3,8 Мэв образует на своем пути----- = 105
38
пар ионов, так как на создание одной пары ионов в воз-
духе альфа-частица затрачивает 38 эв. Если камера
имеет емкость 20 пикофарад (20- 10-12 фарад), то такое
количество ионов вызовет образование импульса напря-
105 . 1,6 . Ю~19 о л
жения, равного ------------ = 8 • 10-4 вольт, или всего
20 . ю-12
0,8 милливольта. В такой же камере импульс напряжения
от бета-частицы будет еще меньше, ибо ионизирующая
способность бета-частиц значительно слабее. Для реги-
страции подобных импульсов необходимо применять
сложные и громоздкие усилительные устройства, мало
пригодные для работы в полевых условиях.
Используя свойства газового разряда, оказалось воз-
можным во много раз умножать количество первичных
ионов непосредственно в газовом промежутке между
электродами. На этом принципе и основана работа газо-
разрядных счетчиков или счетных трубок.
Газовым разрядом называют явления, происходящие
в газе во время и после прохождения через него электри-
ческого тока. В зависимости от приложенного напряже-
ния, конфигурации и состояния поверхностей электродов
и других факторов различают несколько типов газового
разряда. Наиболее известные из них: дуговой разряд
(применяется при сварке металлов), искровой разряд
(молния), тлеющий разряд (газосветные лампы) и т. д.
Прохождение тока через ионизационную камеру при
воздействии ионизирующих излучений является приме-
ром тихого разряда в газе, отличающегося тем, что ве-
личина тока в цепи равна числу зарядов, переносимых
ионами, образованными в объеме газа внешним иониза-
тором.
В газоразрядных счетчиках используется режим та-
86
унсендовского (несамостоятельного) разряда и коронного
(самостоятельного) разряда. В этом случае суммарный
заряд, собранный на электродах счетчика, может в мил-
лионы раз превышать величину заряда ионов, образо-
ванных в рабочем объеме ионизирующей частицей.
Газоразрядный счетчик представляет собой устрой-
ство, состоящее из металлического цилиндра, вдоль оси
которого натянута тонкая проволока—нить (рис. 23).
Цилиндр соединяется с отрицательным полюсом батареи
Излучение
Изолятор
Нить (анод)
Тонкостенный металлический
цилиндр (катод)
Нагрузочное сопротивление
Электронный
усилитель
Регистрирующее
устройство
Рис. 23. Устройство и схема включения газового счетчика
и поэтому обычно называется катодом; нить или анод
через сопротивление /?н соединяется с положительным
полюсом батареи. Катод и анод размещены в гермети-
ческом баллоне, наполненном газом при пониженном
давлении. Напряжение батареи создает в пространстве
между анодом и катодом электрическое поле, напряжен-
ность которого, как у всякого цилиндрического конденса-
тора, растет по мере приближения к аноду. Ионизирую-
щая частица, проходя через объем счетчика, создает на
своем пути положительные ионы и электроны, которые
под действием электрического поля движутся к электро-
дам, создавая импульс тока во внешней цепи. Рассмот-
рим, как будет меняться количество электричества в им-
пульсе тока в зависимости от величины приложенного к
электродам напряжения.
При напряжениях меньше Ut (рис. 24) количество
электричества в импульсе тока Q будет меньше или
равно суммарному заряду ионов каждого знака q, воз-
никших в процессе ионизации. По существу здесь мы
87
имеем режим ионизационной камеры. Когда напряжение
превысит величину t/i, в объеме счетчика начнется про-
цесс ударной ионизации, вследствие чего при той же
первичной ионизации количество электричества в им-
пульсе возрастет. Поясним этот процесс.
При своем движении в электрическом поле электроны
испытывают множество соударений с атомами газа.
Рис. 24 Зависимость величины собранного заряда Q от на-
пряжения на электродах счетчика
Если энергия электрона мала, эти соударения являются
упругими. Электрон, имеющий в несколько тысяч раз
меньшую массу, чем атом, грубо говоря, как мяч, отле-
тает от него и, не теряя своей первоначальной скорости,
продолжает двигаться дальше. При постепенном при-
ближении к аноду напряженность поля возрастает и
электрон между двумя соударениями (на пути свобод-
ного пробега) приобретает все большую энергию. Но при
этом меняется и характер взаимодействия — все боль-
шее значение приобретают неупругие соударения, при
которых электрон частично или полностью передает
свою энергию атому, точнее, одному из наружных элек-
88
тронов внешней оболочки. Наконец, вблизи от нити на-
пряженность поля настолько велика, что электрон между
двумя соударениями приобретает энергию, достаточную
для ионизации газа, и образуется еще один электрон.
Теперь уже два электрона движутся к нити и при соуда-
рении с атомами ионизируют их, вырывая еще по два
электрона.
При каждом последующем соударении количество
электронов очень быстро нарастает, подобно лавине.
Процесс нарастания этой электронной лавины обры-
вается, когда электроны попадают на поверхность нити.
При увеличении напряжения на электродах возникнове-
ние ударной ионизации, происходившее в непосредствен-
ной близости от нити, начинается на все большем удале-
нии от нее, вследствие чего электронная лавина
обрывается позднее. Это приводит к значительному
увеличению количества электричества Q в импульсе по
сравнению с числом первичных ионов. Электрический ток
в счетчике как бы усиливается за счет процессов, происхо-
дящих в самом газе. Отношение количества электричества
в импульсе Q к количеству электричества q, образован-
ного первичным ионизатором, принято называть коэффи-
циентом газового усиления А:
Л==—.
я
В области напряжения U\ — U2 коэффициент газового
усиления имеет постоянную величину, независимо от
плотности ионизации газа. Следовательно, величина им-
пульса тока будет прямо пропорциональна ионизирую-
щей способности заряженной частицы. Для альфа-ча-
стицы, например, импульс тока будет примерно в 100 раз
больше, чем для бета-частицы той же энергии. На этом
основании данная область получила название области
пропорционального усиления, а счетчики, работающие в
этом режиме, называют пропорциональными счетчиками.
Коэффициент газового усиления в пропорциональных
счетчиках может достигать 10 000. Пропорциональные
счетчики характеризуются еще и тем, что разряд в них
обрывается сразу же после прекращения воздействия
ионизирующего излучения. Такой вид разряда назы-
вается несамостоятельным.
89
Различие в амплитудах импульсов напряжения от ча-
стиц с различной ионизирующей способностью дает воз-
можность с помощью пропорциональных счетчиков опре-
делять число альфа-частиц на фоне бета-, гамма-излуче-
ния значительной интенсивности.
На участке кривой от Uz до t/з (рис. 24) коэффициент
газового усиления начинает уже зависеть от ионизирую-
щей способности проходящих через счетчик частиц. Для
частиц с меньшей ионизирующей способностью коэффи-
циент газового усиления растет быстрее, чем для частиц
с большей ионизирующей способностью. Эта область на-
зывается областью ограниченной пропорциональности.
Наконец, при некотором напряжении £7з величина коли-
чества электричества в импульсе становится полностью
независимой от величины начальной ионизации, и в счет-
чике вспыхивает самостоятельный разряд, характеризую-
щийся тем, что он не прекращается после удаления
внешнего ионизатора.
Область напряжений от (Уз до lh получила название
области Гейгера, а счетчики, работающие в этой обла-
сти,— счетчиков Гейгера-Мюллера, или счетчиков с са-
мостоятельным разрядом. Такие счетчики обладают боль-
шой чувствительностью: достаточно в его объеме по-
явиться хотя бы одному электрону, как вспыхивает са-
мостоятельный разряд и во внешней цепи пройдет им-
пульс тока.
Если поднять напряжение выше точки [/4, в счетчике
вспыхнет непрерывный разряд независимо от наличия
внешнего ионизатора. Поэтому при напряжениях выше
точки [/4 счетчик не может быть использован для реги-
страции ионизирующих частиц.
Таким образом в зависимости от приложенного на-
пряжения один и тот же счетчик может работать как в
пропорциональной области, так и в области самостоя-
тельного разряда. Однако на практике эти счетчики
имеют некоторые особенности конструкции, которые де-
лают их наиболее пригодными для работы или в обла-
сти пропорционального' усиления, или в области самосто-
ятельного разряда.
В полевой дозиметрической аппаратуре наибольшее
применение нашли счетчики с самостоятельным разрядом
как для измерения бета-, гамма-зараженности различ-
90
ных поверхностей, так и для измерения мощности
дозы гамма-излучения.
Счетчики с самостоятельным разрядом. Как уже гово-
рилось выше, при некотором напряжении на счетчике
проникновение в его объем заряженной частицы обуслов-
ливает возникновение непрерывно следующих друг за
другом электронных лавин — начинается самостоятель-
ный разряд, охватывающий весь объем счетчика. Рас-
смотрим условия образования самостоятельного разряда
в счетчике, наполненном каким-нибудь инертным газом,
например аргоном. Заметим, что потенциал ионизации
аргона равен 15,7 эв.
Пока электроны находятся недалеко от катода, при-
обретаемая ими энергия на пути свободного пробега
меньше 15,7 эв, и при неупругих соударениях происходит
возбуждение атомов. Возбужденный атом практически
мгновенно отдает приобретенную энергию, излучая квант
света (фотон), длина волны которого пропорциональна
энергии возбуждения. По мере продвижения электрона
к нити и увеличения его энергии возбуждаемые атомы
излучают более коротковолновые фотоны, находящиеся
в ультрафиолетовой области спектра. Наконец, на опре-
деленном расстоянии от анода начнется ударная иони-
зация и образование мощных электронных лавин. Среди
этой массы электронов основная часть участвует в даль-
нейшем размножении лавины, но многие из них возбуж-
дают атомы до высоких уровней энергии, вследствие чего
каждая такая лавина является также источником интен-
сивного ультрафиолетового излучения. Фотоны этого из-
лучения, распространяясь во все стороны, попадают на
катод и выбивают из него электроны. Эти электроны вы-
зывают появление новых лавин и т. д., пока весь объем
счетчика в очень короткое время (порядка нескольких
микросекунд) не будет охвачен разрядом. В результате
вокруг нити, на близком расстоянии от нее, газ будет
сильно ионизирован. Под действием электрического поля
электроны начнут быстро собираться на нити. Положи-
тельные ионы, имеющие в несколько тысяч раз большую
массу, за время собирания электронов на нити практи-
чески не изменят своего положения, образуя вокруг нити
плотный «чехол». Этот ионный «чехол» нейтрализует дей-
ствие положительно заряженного анода, вследствие чего
91
напряженность электрического поля вблизи нити резко
падает и ударная ионизация продолжаться не может.
Положительные ионы сравнительно медленно дви-
жутся к катоду, претерпевая на своем пути очень боль-
шое число столкновений с атомами газа. Например, при
атмосферном давлении каждый ион испытывает в сред-
нем миллиард столкновений в секунду. При этих столк-
новениях ион может обмениваться своим зарядом с ато-
мами газа или молекулами какой-либо примеси, но об-
щее количество ионов остается без изменений.
Подойдя к катоду на весьма малое расстояние, поло-
жительный ион создает у поверхности его большую на-
пряженность поля и вырывает из металла электрон, пре-
вращаясь в нейтральный атом. Энергия, затрачиваемая
ионом аргона на вырывание электрона, значительно
меньше потенциала ионизации его, поэтому образовав-
шийся нейтральный атом находится в возбужденном со-
стоянии. Двигаясь дальше к поверхности катода, этот
атом может затратить энергию возбуждения на вырыва-
ние из металла еще одного электрона, который окажется
свободным и начнет движение к аноду, создавая новые
электронно-фотонные лавины. Разряд будет продол-
жаться.
Таким образом, для продолжения разряда необхо-
димо, чтобы потенциал ионизации газа был вдвое
больше энергии, требуемой для вырывания электронов
из материала катода (то есть вдвое больше работы вы-
хода металла, из которого изготовлен катод). Это усло-
вие вполне соблюдается, например, для аргона и катода
из меди, гак цак работа выхода для меди равна 4,7 эв, а
потенциал ионизации аргона — 15,7 эв.
Очевидно, что с момента возникновения самостоятель-
ного разряда счетчик будет нечувствителен к появлению
в его объеме новых ионизирующих частиц, то есть по су-
ществу станет непригодным для работы. Для восстанов-
ления первоначальных условий необходимо погасить
возникнувший разряд. Наиболее простым методом га-
шения является резкое снижение напряжения на счет-
чике сразу же после образования самостоятельного раз-
ряда. При этом напряженность электрического поля у
анода падает, ударная ионизация прекращается и име-
ющиеся в объеме газа электроны и ионы просто собира-
ются на анод и катод. Если теперь напряжение на счет-
92
чике повысить до первоначальной величины, он будет
снова способен отметить попадание в объем газа ионизи-
рующей частицы.
Резкое снижение напряжения на счетчике после воз-
никновения разряда и его восстановление через опреде-
ленный промежуток времени может осуществляться ав-
томатически при помощи специальных схем гашения.
Более просто это может быть сделано путем включения в
цепь анода большого сопротивления, порядка 109 ом. Им-
пульс тока, протекающий по этому сопротивлению в мо-
мент возникновения разряда, вызывает значительное па-
дение напряжения на нем, вследствие чего уменьшается
напряжение на счетчике и разряд гаснет.
Благодаря наличию некоторой емкости у самого
счетчика и подводящих проводов напряжение на счет-
чике после гашения разряда восстанавливается не сразу,
а через некоторый промежуток времени, определяемый
постоянной времени цепи т, равной • С. При емкости
счетчика 10 пикофарад и сопротивлении 109 ом напря-
жение восстановится через 3 • R • С = 3 • 109 • 10 • 10~12 =
= 0,03 -секунды. Следовательно, такой счетчик может
выдавать не более 30—50 импульсов в секунду, или
1800—3000 импульсов в минуту, даже если в его объем
попадет за это время значительно большее количество
ионизирующих частиц. Число импульсов, возникающих
в счетчике в единицу времени (в 1 сек. или 1 минуту),
принято называть скоростью счета.
Таким образом, при гашении разряда с помощью
большого сопротивления скорость счета не превышает
примерно 3000 имп/мин. Такие счетчики принято назы-
вать «медленными».
Наиболее радикальным способом ликвидации непре-
рывного разряда является устранение двух основных
причин, приводящих к его возникновению: попадание фо-
тонов ультрафиолетового излучения на катод и вырыва-
ние новых электронов из катода положительными ионами.
Для этой цели к основному газу прибавляется не-
которое количество так называемой гасящей примеси,
например паров спирта. Добавка определенного количе-
ства таких соединений (примерно 10-ь 15°/о) к основному
газу приводит к полному поглощению ультрафиолетового
излучения в малом объеме газа. Многоатомные моле-
кулы спирта при поглощении фотонов распадаются (дис-
93
социируют) на отдельные более мелкие молекулы или
атомы. В результате поглощения фотонов молекулами
примеси устраняется одна из причин поддержания раз-
ряда.
Образовавшиеся положительные ионы основного газа
(например, аргона), двигаясь к катоду, сталкиваются как
с атомами основного газа, так и с молекулами примеси.
Так, в счетчике АС-2, рабочая смесь которого содержит
85°/о аргона и 1б0/о' паров спирта, на пути к катоду ионы
аргона претерпевают около ста тысяч соударений с моле-
кулами спирта. Поскольку потенциал ионизации спирта
(равный 11,3 эв) ниже потенциала ионизации аргона
(15,7 эв), ион аргона может оторвать один электрон от
молекулы спирта и присоединить его к себе, превратив-
шись в нейтральный атом аргона. Так как на отрыв элек-
трона ион аргона затратит только 11,3 электронвольт,
оставшиеся 4,4 электронвольта излучаются в виде
кванта света, который поглощается парами спирта. В ре-
зультате на катод практически приходят только ионы
спирта, обладающие значительно меньшей энергией, чем
ионы аргона. При подходе к поверхности медного катода
ионы спирта нейтрализуются, затрачивая на это 4,7 элек-
тронвольта. Остается возбужденная молекула с энергией
6,6 эв, которая, не успевая высветиться, распадается
(диссоциирует) на более простые молекулы. Следова-
тельно, при подходе положительных ионов к поверхности
катода свободных электронов не образуется и разряд
прекращается. Таким образом, как только положитель-
ные ионы дойдут ДО' катода, счетчик готов к работе.
Время, в течение которого счетчик полностью нечув-
ствителен к внешнему излучению, носит название «мерт-
вого времени» счетчика. Оно определяется временем,
необходимым для движения положительных ионов от
анода до критического радиуса. Период времени, необхо-
димый для движения ионов от критического радиуса до
катода, называется временем восстановления счетчика.
Как уже говорилось, при наличии гасяшей примеси
разряд в счетчике прекращается самостоятельно, незави-
симо от внешней цепи. Поэтому такие счетчики получили
название самогасящихся. Если сопротивление в цепи
анода счетчика, с которого снимается импульс напряже-
ния, выбрать достаточно малой величины, длительность
импульса будет определяться только «мертвым» временем
94
счетчика. Его величина в зависимости от конструкции
и состава наполняющего газа находится в пределах
100—200 микросекунд. Следовательно, скорость счета в
самогасящемся счетчике может доходить до нескольких
тысяч импульсов в секунду или нескольких сотен тысяч
импульсов в минуту. Поэтому такие счетчики называ-
ются быстрыми и в настоящее время полностью вытес-
нили медленные, или несамогасящиеся, счетчики.
Рабочая характеристика счетчика. Рабочей, или счет-
ной, характеристикой счетчика называют зависимость
Рис. 25. Рабочая, или счетная, характеристика счетчика
скорости счета от величины подаваемого на счетчик на-
пряжения при неизменной активности источника излуче-
ний. Примерный вид счетной характеристики приведен
на рис. 25. По вертикальной оси отложена скорость счета
обычно в импульсах в минуту, по горизонтальной оси —
приложенное к счетчику напряжение. Напряжение, при
котором регистрирующая аппаратура начинает отмечать
импульсы от счетчика, принято называть напряжением
начала счета или потенциалом зажигания [7НО. Для спир-
товых счетчиков типа МС и АС это напряжение колеб-
лется в пределах от 650 до 800 вольт. При дальнейшем
увеличении приложенного напряжения скорость счета
сначала быстро возрастает, а затем, начиная с напряже-
ния, соответствующего точке А, остается почти неизмен-
ным до точки Б. Этот относительно горизонтальный уча-
95
сток счетной характеристики, где скорость счета почти
не зависит от приложенного напряжения, обычно назы-
вают «плато» счетчика. У идеального счетчика плато яв-
ляется горизонтальным. На самом деле у всех счетчиков
этот участок имеет наклон, так как скорость счета с из-
менением напряжения несколько возрастает. Наклон
плато определяется как отношение разности скоростей
счета в начале и в конце плато к средней скорости счета.
Наклон плато является важной характеристикой счет-
чика — он указывает нам на величину ошибки, которую
можно получить при измерении активности источника
вследствие изменения напряжения источника питания.
У хороших самогасящихся счетчиков наклон плато
обычно не превышает 0,1—0,15% на 1 вольт. Наклон
плато зависит от параметров схемы включения счетчика,
от его конструкции и технологии изготовления, то есть
свойств материала катода, его обработки, природы и да-
вления газа и т. п.
Другой важной характеристикой счетчика является
протяженность плато в вольтах. От величины плато за-
висят допустимые колебания напряжения источника пи-
тания. Протяженность плато самогасящихся счетчиков с
добавкой паров спирта в качестве гасящей примеси до-
стигает более 200—300 вольт. Рабочее напряжение на
счетчике обычно выбирается в середине плато. Разность
между величиной рабочего напряжения /7Р и началом
счета t/нс называют перенапряжением на счетчике.
Напряжение зажигания счетчика. Галогенные счетчики.
Одним из важных параметров счетчика при применении
его в полевой аппаратуре является напряжение зажига-
ния или напряжение начала работы счетчика. Чем ниже
это напряжение, тем проще будет источник питания и
менее жесткие требования могут быть предъявлены к
изоляторам и другим деталям схемы.
При добавлении к аргону паров спирта в концентра-
ции, составляющей десятые доли процента, можно полу-
чить счетчики с низким напряжением зажигания (около
200 вольт). К сожалению, гашение разряда получается в
этом случае неполным, и такие счетчики как самогася-
щиеся работать не могут. Для получения хорошего гаше-
ния разряда количество паров спирта или другой органи-
ческой примеси должно составлять около 15%. Введе-
ние такого количества органической гасящей примеси
96
приводит к повышению напряжения зажигания до
700—1000 вольт.
В результате длительных исследований были найдены
газы, которые, будучи прибавлены в сравнительно неболь-
шой концентрации к основному газу, обладают хорошими
гасящими свойствами. При этом напряжение зажигания
самостоятельного разряда заметно понижается. Такими
газами оказались пары галогенов, например брома или
иода, и газообразный хлор. Эти счетчики получили наз-
вание галогенных. В качестве основного газа в галоген-
ных счетчиках применяется неон или смесь неон —
аргон.
При развитии разрядам присутствии молекул гало-
гена происходят те же процессы, что и при наличии ор-
ганической гасящей примеси: поглощение ультрафиоле-
тового излучения, образование положительных ионов га-
логена и диссоциация их вблизи поверхности катода, что
приводит к прекращению разряда.
Следует отметить, что основные параметры галоген-
ных счетчиков — длина плато счетной характеристики и
его наклон — хуже, чем у спиртовых. Однако сравни-
тельно низкое напряжение зажигания (около 300 вольт)
и другие важные его преимущества перед спиртовыми
привели к широкому использованию галогенных счетчи-
ков в полевой аппаратуре.
Срок службы счетчиков. Под сроком службы пони-
мается время непрерывной работы счетчика без ухудше-
ния его счетной характеристики. Срок службы обычно
выражается числом импульсов, которое может зарегист-
рировать счетчик. Срок службы самогасящихся счетчи-
ков зависит в основном от вида гасящей примеси.
В процессе работы счетчика с органическими приме-
сями сложные молекулы этих веществ диссоциируют на
более простые. Например, молекулы спирта распадаются
на ацетилен, метан, углерод, кислород и другие вещества
и элементы. Эти вещества ни при каких условиях внутри
счетчика не могут вновь превращаться в молекулы
спирта. Следовательно, по мере работы счетчика количе-
ство молекул, способных вызвать гашение разряда, не-
прерывно уменьшается. Все это приводит к уменьшению
длины плато, повышению напряжения зажигания и вы-
ходу из строя счетчика.
7 Н. П. Петров и В П Сырнев
97
На практике спиртовые счетчики выдерживают не бо-
лее 107 импульсов. При очень больших интенсивностях
ионизирующих излучений, так называемых перегрузках, от-
дельные импульсы сливаются почти в сплошной разряд,
и счетчик может быстро выйти из строя. Поэтому гово-
рят, что спиртовые счетчики боятся перегрузок.
В галогенных счетчиках во время работы также про-
исходит распад молекул. Но в отличие от органических
примесей атомы галогенов вновь соединяются в моле-
кулы, и сколько бы счетчик ни работал, количество гася-
щей примеси не меняется. Такой счетчик, вообще говоря,
должен иметь бесконечно большой срок службы. Прак-
тически вследствие частичного соединения атомов гало-
гена с материалом катода количество гасящей примеси
постепенно уменьшается, и срок службы галогенных
счетчиков имеет конечную величину, но значительно боль-
шую, чем для спиртовых счетчиков. По этой же причине
галогенные -счетчики не боятся перегрузок и выдерживают
протекание довольно- значительных токов. Эти счетчики
можно использовать в так называемом токовом режиме,
когда измеряется не число импульсов, а средний ток, про-
текающий через счетчик.
Токовая характеристика счетчика. Впервые на воз-
можность измерять радиоактивное излучение большой
интенсивности с помощью самогасящихся счетчиков ука-
зали советские ученые В. Векслер, А. Бибергаль и
М. Иванов в 1935 году. Они предложили измерять не
число импульсов, соответствующее числу отдельных ра-
диоактивных частиц, прошедших через рабочий объем
счетчика (импульсный режим работы счетчика), а сред-
ний ток счетчика. Количество электричества в импульсе
у счетчика нормальных геометрических размеров (диа-
метр 15 мм, рабочая длина 100 мм) составляет примерно
одну миллиардную часть кулона (10-9 кулона). Следова-
тельно, уже при 100 импульсах в секунду ток в цепи счет-
чика составит около одной десятимиллионной доли ам-
пера (около 0,1 микроампера). Такой ток уже можно из-
мерять с помощью стрелочного прибора.
Так как средний ток, протекающий через счетчик, про-
порционален числу импульсов в секунду, он будет, оче-
видно, пропорционален числу частиц, прошедших через
счетчик в единицу времени, то есть пропорционален
мощности дозы ионизирующего излучения.
98
Зависимость тока, проходящего через счетчик, от
мощности дозы излучения носит название токовой харак-
теристики счетчика. При работе в токовом режиме в
анод счетчика включается нагрузочное сопротивление,
выбираемое обычно в пределах от 1 до 6 мегом. Парал-
лельно сопротивлению всегда подключена емкость, со-
стоящая из емкости самого счетчика и емкости монтажа.
В цепь катода счетчика включается микроамперметр.
На счетчик подается постоянное рабочее напряжение,
выбираемое примерно в середине плато счетной характе-
ристики. Счетчик устанавливается в точку с известной
мощностью дозы, и записывается показание микроам-
перметра. Затем счетчик передвигается в другую точку,
и вновь записывается показание микроамперметра и т. д.
По полученным данным строят зависимость силы тока от
мощности дозы. Обычно токовую характеристику при-
нято строить в полулогарифмическом масштабе, то есть
строить зависимость среднего тока от логарифма мощно-
сти дозы.
На рис. 26 приведена токовая характеристика счет-
чика СТС-5, снятая при сопротивлении нагрузки 4 Мом
и перенапряжении 100 вольт. На начальном участке
Рис. 26. Токовая характеристика счетчика СТС-5
7*
99
характеристики при малых мощностях дозы сила тока
прямо пропорциональна мощности дозы Р. Затем на
участке от А до Б кривая приближается к прямой ли-
нии— ток нарастает прямо пропорционально логарифму
мощности дозы. Этот участок характеристики имеет наи-
большую крутизну и считается рабочим участком. После
точки Б рост тока замедляется, и, наконец, при некото-
рой мощности дозы, различной для счетчиков раз-
ных геометрических размеров, наступает максимум.
При дальнейшем увеличении мощности дозы ток начи-
нает падать. Этот участок характеристики называют
«обратным ходом», так как стрелка микроамперметра дви-
жется в обратную сторону. Падающий участок характе-
ристики обычно стараются ликвидировать, поскольку
его наличие может привести к грубым ошибкам при из-
мерениях мощности дозы.
Токовая характеристика охватывает определенный
диапазон мощностей дозы, соответствующий счетчику
данных геометрических размеров. Этот диапазон практи-
чески не зависит от величины перенапряжения и нагру-
зочного сопротивления. Сила тока в цепи при данной
мощности дозы зависит от величины перенапряжения и
сопротивления нагрузки, а также в некоторой степени от
емкости самого счетчика и емкости монтажа. В токовом
режиме галогенные счетчики могут выдержать до не-
скольких десятков и даже сотен часов непрерывной ра-
боты без заметного ухудшения своих характеристик.
Устройство газоразрядных счетчиков. Различия в
конструкциях счетчиков определяются в основном их на-
значением.
Счетчики для измерения потока альфа-частиц должны
иметь окно, затянутое тонкой слюдяной пленкой (толщи-
ной (1~2) • Ю-4 см), в которой нет значительного погло-
щения альфа-частиц. Такие счетчики применяются также
и для регистрации мягких бета-частиц. Окно находится
в торце счетчика, поэтому счетчики этого типа называют
торцовыми. На внутренней поверхности стеклянного бал-
лона путем распыления наносится тонкий слой меди, ко-
торый является катодом. Иногда катод изготовляется в
виде цилиндра из тонкой листовой меди. Вдоль оси про-
ходит тонкая нить — анод, оканчивающаяся стеклянной
бусинкой, для предотвращения разряда с острия. На не-
которой длине, начиная с основания, нить закрыта стек-
100
лянной трубочкой, так называемой охранной соломкой,
обрез которой заходит в полость катода. Открытая часть
анода называется рабочим участком нити. Охранная со-
ломка служит для создания вдоль рабочего участка нити
возможно более равномерного электрического поля.
Внешний вид торцового счетчика МСТ-17 показан на
рис. 28.
Стеклянный
носик*
Шайба
Алюминиевый
цилиндр-катод
Стеклянная колба
Цоколь
Вольфрамовая
нить-анод
Пружина для натяж нити
Рис. 27. Конструкция цилиндрических бета-счетчиков: вверху —
с алюминиевым катодом, внизу — со стальным катодом
Рабочее напряжение на альфа-счетчик подается та-
кой величины, чтобы он работал в пропорциональной об-
ласти. Тогда импульсы от альфа-частиц будут иметь ве-
личину в 30—50 раз больше, чем от бета-частиц и
гамма-квантов. Но величина импульсов напряжения на
нагрузке даже при счете альфа-частиц получается очень
малой — порядка 1 милливольт, что требует применения
довольно сложных усилительных схем. В настоящее
время находят применение так называемые коронные
альфа-счетчики, дающие импульс напряжения в 50—
100 раз больше. В таком счетчике непрерывно горит ко-
ронный разряд и через сопротивление нагрузки порядка
нескольких десятков мегом проходит ток около десятых
долей микроампера. При попадании в рабочий
объем альфа-частицы возникает импульс тока, создаю-
щий на нагрузке заметное падение напряжения. Корон-
ный счетчик практически нечувствителен к бета-и гамма-
101
излучениям вплоть до мощности дозы в десятки рент-
ген/час. По внешнему виду такие счетчики не отлича-
ются от торцовых.
Для регистрации бета-частиц сравнительно большой
энергии (выше 0,3 Мэв) применяются цилиндрические
счетчики, стенки которых изготовлены из алюминия или
стали небольшой толщины, порядка 35—45 мг/см2. На
рис. 27 показана конструкция таких счетчиков. Катоды
Рис. 28. Газоразрядные счетчики различных типов
102
имеют ребра жесткости, предохраняющие счетчик от
деформации в момент откачки воздуха и во время экс-
плуатации. В счетчиках типа АС нить выполнена из
вольфрамовой проволоки, в галогенных счетчиках — из
ковара (сплав железа с кобальтом). Остальные детали
конструкции ясны из рисунков.
Внешний вид счетчиков различных типов показан на
рис. 28. В табл. 10 приведены параметры ряда счетчи-
ков, выпускаемых промышленностью.
Эффективность регистрации ионизирующих излуче-
ний. Эффективностью регистрации или просто эффектив-
ностью газоразрядных счетчиков называется отношение
числа заряженных частиц, вызвавших разряд, к общему
числу частиц, попавших в рабочий объем счетчика. Для
альфа- и бета-частиц эффективность газоразрядных
счетчиков близка к ЮО'°/о, то есть практически каждая
частица, попавшая в объем счетчика, вызывает появле-
ние импульса. Эффективность регистрации гамма-кван-
тов значительно' меньше и составляет 0,2—1,5%’ в зави-
симости от энергии квантов.
На практике наиболее часто счетчики применяются
для измерения активности альфа- или бета-источников.
В этом случае, несмотря на практически 1ОО°/о эффек-
тивность, счетчик регистрирует не все частицы, излучае-
мые источником. Так как альфа- или бета-частицы излу-
чаются источником практически равномерно во все сто-
роны, то в объем счетчика может попасть только часть
из них, зависящая от расстояния между источником и
счетчиком и площади окна торцового счетчика. Кроме
того, некоторое количество частиц поглотится в воздухе
и пленке, закрывающей окно счетчика. Наконец, если
источник имеет значительную толщину, то какая-то
доля частиц будет поглощена в самом источнике. Вслед-
ствие этого скорость счета будет значительно меньше ис-
тинной активности источника. Все сказанное будет спра-
ведливо, очевидно, и для цилиндрических счетчиков. По-
правки на взаимное расположение счетчика и источника,
поглощение в его стенках и самопоглощение в источнике
могут быть сделаны при помощи вычислений, которые
достаточно сложны и дают малую точность. Поэтому на
практике для определения этих поправок обычно изме-
ряют скорость счета от источника с известной активно-
стью (эталона). Для получения правильных результатов
103
о
4^
Параметры некоторых типов газоразрядных счетчиков
Таблица 10
Тип счетчика Рабочее напряже- ние, волы Наимень- шая про- тяжен- ность плато, вольт Наиболь- ший наклон плато в % на 1 вольт Рабочий диапазон температур, ОС Срок службы, импульсы Толщина стенки или окна, мг/см2 Назначение счетчика Примечания
САТ-7 360 60 — —40 -4- +50 — 3 Торцовый, счет альфа-частиц Коронный счетчик
МСТ-17 1700 150 0,05 —30 4-+50 6 • ю7 3—5 То же и 3-ча- стиц
АС-1 850 80 0,18 +5 4-+35 2 • 106 35 Цилиндриче- ский, счет 3-частиц
АС-2 850 100 0,18 +5 4-+35 2 • 106 35 То же
СТС-5 400 80 0,12 —40 4-+50 >109 45 Галогенный счетчик. Катод из нержавею- щей стали
СТС-6 400 80 0,12 —40 4-+50 >109 45 я То же
МС (девять типов различных размеров) СГС-5 850 200 0,10 —20 4-+50 108 — Регистрация гамма-излу- чений Медный катод, в стеклянном баллоне
400 80 0,12 —40 4-+50 >109 Регистрация гамма-излу- чений Галогенный, работает до 50 р/час
источник с неизвестной активностью должен иметь раз-
меры эталона и размещаться на том же расстоянии от
счетчика, что и эталон. Энергия частиц, излучаемых изме-
ряемым источником, должна мало отличаться от энергии
излучения эталонного источника, иначе можно получить
большие ошибки вследствие различного поглощения их в
стенках счетчика. Так как пробег альфа-частиц в воздухе
равен всего нескольким миллиметрам, при измерении
альфа-активности счетчик должен размещаться непосред-
ственно у поверхности источника.
При измерении бета-активности источника с помощью
счетчиков типа СТС-5 или СТС-6 изменение максималь-
ной энергии бета-частиц от 1 до 3 Мэв может дать
ошибки в величине активности до трех раз. Но интересно
отметить, что зависимость скорости счета от произведе-
ния числа частиц N на их энергию Е в указанных преде-
лах энергий остается практически постоянной. Следова-
тельно, скорость счета этих счетчиков в данном диапа-
зоне максимальных энергий бета-частиц по существу
пропорциональна мощности дозы бета-излучения.
Регистрация гамма-излучения счетчиками, как и сте-
ночными ионизационными камерами, происходит глав-
ным образом за счет вторичных электронов, выбиваемых
гамма-квантами из катода. Попадая в рабочий объем,
эти электроны вызывают появление импульсов разряда.
Однако вторичные электроны могут выйти только из оп-
ределенной толщи стенки, равной толщине равновесного
слоя, который даже для жестких гамма-квантов состав-
ляет всего несколько миллиметров. Следовательно,
число электронов, вызывающих разряд в счетчике, будет
пропорционально очень малому количеству квантов, по-
глощенных в тонком слое катода (толщиной до несколь-
ких миллиметров). По этой причине эффективность реги-
страции гамма-излучения газоразрядными счетчиками
имеет малую величину, порядка десятых долей или еди-
ниц процента.
На рис. 29 приведен график зависимости эффективно-
сти регистрации гамма-квантов от их энергии для счет-
чиков с катодами из алюминия, меди и свинца. Такой
ход кривых эффективности объясняется следующим. В
области энергий квантов от 0,3 до 3 Мэв для алюминия и
меди и 0,8 — 3 Мэв для свинца коэффициент поглощения
гамма-излучения остается почти постоянным. Следова-
105
Энергия гамма-квантов в мэЬ
Рис. 29. Зависимость эффективности регистрации
гамма-излучения для счетчиков с катодами из
алюминия, меди и свинца от энергии гамма-
квантов
Рис. 30. Зависимость числа счетов на 1 рентген
от энергии гамма-квантов для счетчиков со
стальными катодами
106
телыю, и число возникающих вторичных электронов в каж-
дом элементе объема этих веществ для указанных обла-
стей энергий квантов также почти одинаково. Но с умень-
шением энергии квантов падает число выходящих из ка-
тода электронов, так как уменьшается толщина равно-
весного слоя. Это в свою очередь приводит к падению
скорости счета.
На практике очень редко производят определение по-
тока гамма-квантов, обычно измеряется доза или мощ-
ность дозы гамма-излучения. Поэтому существенный ин-
терес представляет зависимость скорости счета от энер-
гии гамма-квантов при одной и той же мощности дозы
гамма-излучения. На рис. 30 приведена такая зависи-
мость для счетчиков со стальными катодами, помещен-
ных в чехол из железа толщиной 1 мм. В области энер-
гий квантов от 0,3 Мэв и выше число импульсов в минуту,
приходящихся на 1 p/час, в пределах ± 1О,о/о не зависит
от энергии гамма-квантов. При меньших энергиях счет-
чик дает значительные завышения числа импульсов,
то есть имеет «ход жесткостью». Такую же зависимость
мы будем иметь и при работе счетчика в токовом ре-
жиме.
5. Регистрирующие схемы при работе с газоразрядными
счетчиками
При работе с газоразрядными счетчиками использу-
ются следующие типы регистрирующих схем:
а) Схемы регистрации общего числа импульсов за
некоторый интервал времени.
б) Схемы, измеряющие скорость счета п, то есть
среднее число импульсов в цепи счетчика в единицу вре-
мени.
Для измерения общего числа импульсов за опреде-
ленный промежуток времени обычно используются элек-
тромеханические счетчики. На рис. 31 изображена фото-
графия одного из таких счетчиков. Он состоит из элек-
тромагнита и счетного механизма с указателем числа со-
считанных импульсов. При протекании импульса тока
через обмотку электромагнита к его сердечнику притя-
гивается подвижный якорек и показания счетного меха-
низма увеличиваются на единицу.
107
Важнейшей характеристикой электромеханического
счетчика является его «мертвое» время — минимальный
интервал времени между двумя импульсами, за которое
подвижные части счетчика возвращаются в исходное по-
ложение. Это время ограничивает частоту (скорость
счета) регистрируемых импульсов. «Мертвое» время для
Рис. 31. Внешний вид электромеханического
счетчика
существующих электромеханических счетчиков состав-
ляет около 0,01 сек. Если импульсы следуют с интерва-
лом меньше «мертвого» времени, электромеханический
счетчик перегружается и перестает их регистрировать.
Увеличение скорости счета возможно путем введения
в регистрирующее устройство пересчетных схем. Послед-
ние позволяют подавать на электромеханический счетчик
не каждый импульс, а один из группы их, причем каж-
дая группа содержит вполне определенное количество
импульсов. При наличии пересчетной схемы электроме-
ханический счетчик регистрирует не число импульсов, а
число их групп. Количество импульсов в группе назы-
вается коэффициентом пересчета. При выборе доста-
точно большого коэффициента пересчета можно практи-
чески до нуля свести потери импульсов, связанные с
инерционностью электромеханического счетчика.
Для создания пересчетных устройств используются
электронные схемы, получившие название триггерных.
Триггер срабатывает (на его выходе появляется им-
108
пульс напряжения) только после каждого второго им-
пульса, поданного на его вход. Иначе говоря, отдельный
триггер имеет коэффициент пересчета 2, поэтому его на-
зывают бинарной пересчетной ячейкой.
На рис. 32 показан общий вид пересчетной установки
типа ПС-64, которая состоит из 6 бинарных пересчетных
ячеек и, следовательно, имеет коэффициент пересчета,
равный 26 = 64.
Рис. 32. Пересчетная установка типа ПС-64
В современных пересчетных устройствах используют
не только бинарные пересчетные ячейки, но и декадные.
Декадная пересчетная ячейка имеет коэффициент пере-
счета 10. Поэтому если пересчетное устройство состоит
из трех последовательно включенных декадных ячеек, то
его коэффициент пересчета равен 103 = 1000.
Необходимо отметить, что при работе с регистрирую-
щими схемами, в которых используется в качестве реги-
стратора электромеханический счетчик, величину скоро-
сти счета п можно определить только путем вычислений
где t — время измерений, которое может быть опреде-
лено с помощью секундомера;
N — общее число зарегистрированных импульсов.
109
Устройства, непосредственно регистрирующие вели-
чину скорости счета п, получили название измерителей
скорости счета.
Эти устройства весьма удобны тем, что они позво-
ляют найти величину п путем отсчета показаний стре-
лочного прибора.
По своей схеме и принципу действия измеритель ско-
рости счета аналогичен частотомеру, который находит
широкое применение в электротехнике и радиотехнике
для измерения частоты переменного тока. Однако вход-
ным сигналом измерителя скорости счета является не си-
нусоидальное напряжение, а последовательность прямо-
угольных' импульсов напряжения.
Следует заметить, что при одной и той же скорости
счета, но при различной длительности и амплитуде им-
пульсов показания измерителя скорости счета будут ме-
няться. Для того чтобы избежать подобных погрешно-
стей (они могут быть большими при работе со счетчи-
ками, имеющими различные характеристики), на вход
измерителя скорости счета должны подаваться им-
пульсы стандартизованные по амплитуде и длительно-
сти. Поэтому импульсы напряжения, снимаемые с вы-
хода счетчика ядерных частиц, прежде чем поступить на
вход измерителя скорости счета, обычно проходят через
формирующую схему (нормализатор), с помощью кото-
рой импульсам придается прямоугольная форма, а также
стандартизуется их длительность и амплитуда. В каче-
стве нормализатора могут использоваться разнообраз-
ные электронные схемы. Наиболее часто для этих целей
используются мультивибраторы.
Основным элементом измерителя скорости счета яв-
ляется интегрирующая цепочка, состоящая из парал-
лельно соединенных конденсатора Со и сопротивле-
ния /?о. Одна из возможных схем интегрирующей це-
почки показана на рис. 33, а. Появляющийся в анодной
цепи нормализатора импульс заряжает конденсатор Со
через диод Д. До прихода следующего импульса конден-
сатор может разряжаться только через сопротивле-
ние /?о, так как диод в обратном направлении тока не
пропускает. Сопротивление /?о выбирается достаточно
большим, чтобы разряд происходил медленно. Следую-
щий импульс снова подзарядит конденсатор, и так до тех
пор, пока не установится равновесие между числом
110
подзаряжающих импульсов и скоростью разряда емко-
сти Со на сопротивление /?о, которому будет соответство-
вать среднее значение напряжения 1Л на интегрирующей
цепочке. Это напряжение тем больше, чем больше амп-
литуда подзаряжающих импульсов и скорость их следо-
вания. Но амплитуды импульсов после нормализатора
б
Рис. 33. Схема включения интегрирую-
щей цепочки:
а — включение через диод; б — включение в
анодную цепь лампы
постоянны, следовательно, величина напряжения Со бу-
дет пропорциональна скорости счета. Напряжение на
интегрирующей цепочке измеряется ламповым вольтмет-
ром, который по существу представляет собой усилитель
постоянного тока с достаточно большим входным сопро-
тивлением. Иногда интегрирующую цепочку включают
непосредственно в анодную цепь лампы нормализатора,
как показано на рис. 33, б.
111
6. Сцинтилляционные счетчики
Принцип действия и устройство сцинтилляционного
счетчика. Еще в начале XX века было установлено, что
под действием радиоактивных излучений некоторые ве-
щества начинают люминесцировать, то есть испускать
свет. Такие вещества называются сцинтилляторами1; к
ним относятся сернистый цинк, йодистый натрий, кри-
сталлы нафталина и многие другие твердые и жидкие, а
также газообразные вещества.
Попадая в сцинтиллятор, ионизирующая частица
растрачивает всю или часть своей энергии на возбуждение
и ионизацию атомов и молекул вещества сцинтиллятора.
В нелюминесцирующих веществах вся эта энергия в
конце концов переходит в тепловую энергию колебания
молекул. В сцинтилляторах часть этой энергии преобра-
зуется в энергию световой вспышки — сцинтилляцию.
У ионизированных атомов вещества сцинтиллятора про-
исходит перегруппировка электронов: места электронов,
выбитых ионизирующей частицей из внутренних слоев
атома, занимаются электронами наружных слоев. Этот
процесс перегруппировки электронов сопровождается
испусканием фотонов ультрафиолетового или видимого
света, которые и создают сцинтилляции. Чем больше
ионизирующая способность частицы, тем больше иони-
зированных атомов она создает и тем ярче вспышка
света. Интенсивность сцинтилляций пропорциональна
интенсивности радиоактивного излучения, поэтому, под-
считывая число вспышек, можно определить поток иони-
зирующих частиц, прошедших через люминесцирующее
вещество.
Вспышки, создаваемые альфа-частицами, имеющими
большую ионизирующую способность, могут быть обна-
ружены глазом. На этом принципе был построен прибор,
получивший название спинтарископа. Спинтарископ со-
стоит из пластины, на которую нанесен слой люминесци-
рующего вещества (обычно сернистый цинк), иголки, на
острие которой находится ничтожное количество альфа-
активного вещества, и оптической линзы. Если посмот-
реть внутрь этого прибора, то можно увидеть, как на
пластинке с сернистым цинком возникают и тотчас же
гаснут зеленовато-желтые вспышки. Каждая отдельная
1 Сцинтилляция — латинское слово — вспышка света.
112
вспышка есть результат удара одной альфа-частицы о
пластинку. Подсчитывая число таких вспышек за опреде-
ленный промежуток времени, можно определить число
излучаемых альфа-частиц и, следовательно, активность
вещества. Однако такой способ регистрации потока
альфа-частиц даже при применении его в лабораторных
условиях обладает существенными недостатками. С по-
мощью спинтарископа можно подсчитать вспышки для
очень небольшого количества радиоактивного вещества,
так как при большом числе вспышек глаз перестает раз-
личать отдельные вспышки, и, кроме того, с утомлением
глаза наблюдателя точность подсчета быстро падает.
Поэтому этот метод был совершенно вытеснен другим
методом счета частиц.
В последние годы метод счета сцинтилляций возро-
дился на новой основе. Сцинтилляции, возникающие в
люминесцирующем веществе, регистрируются не глазом,
а высокочувствительным прибором — фотоумножителем,
изобретенным советским инженером Л. А. Кубецким.
С помощью фотоумножителей можно регистрировать не
только сцинтилляции, вызванные сильно ионизирую-
щими альфа-частицами, ио и сцинтилляции, вызванные
бета-частицами и гамма-квантами, а также нейтронами,
протонами и другими ядерными частицами.
Рис. 34. Схема сцинтилляционного счетчика
На рис. 34 изображена принципиальная схема сцин-
тилляционного счетчика. Счетчик состоит из сцинтилля-
тора, преобразующего энергию радиоактивных излуче-
ний в световую, и фотоумножителя, регистрирующего от-
дельные световые вспышки в виде импульсов тока.
8 Н П Петров и В П Сырнев
113
Фотоумножитель представляет собой цилиндриче-
скую стеклянную колбу, из которой откачан воздух. Вну-
три колбы имеется система электродов: Первым электро-
дом является фотокатод К, нанесенный на внутреннюю
поверхность колбы в виде тонкого полупрозрачного слоя
вещества, способного легко испускать электроны под
действием света. За фотокатодом находится фокусирую-
щий электрод, выполненный в виде пластинки с круглым
отверстием. Далее находится ряд электродов, получив-
ших название эмиттеров, и, наконец, последним электро-
дом является анод. Катод находится под наиболее низ-
ким потенциалом, на каждый последующий электрод
(эмиттер) подается напряжение примерно на 100 вольт
более высокое, чем на предыдущий. Под наиболее высо-
ким потенциалом находится анод; разность потенциалов
между анодом и катодом у современных фотоумножите-
лей может составлять более 2000 вольт. Сцинтиллятор
сочленяется с фотоумножителем непосредственно или с
помощью светопровода, выполненного из прозрачного
материала. В первом случае он сочленяется с фотокато-
дом с помощью прозрачного клея или вазелинового
масла.
Во избежание воздействия на фотокатод посторон-
него света сцинтиллятор и фотоумножитель поме-
щаются в непрозрачный кожух. Для увеличения эффек-
тивности собирания света на фотокатоде поверхность
сцинтиллятора, кроме плоскости, обращенной к фотока-
тоду, обычно покрывается отражающим слоем из по-
рошка магния.
Рис. 34 иллюстрирует процесс регистрации гамма-
кванта сцинтилляционным счетчиком. Световая вспышка
в данном случае появляется за счет ионизирующего дей-
ствия вторичного быстрого электрона, возникшего в ре-
зультате взаимодействия гамма-кванта с веществом
сцинтиллятора. Часть световых фотонов, поскольку
сцинтиллятор выполнен из прозрачного материала, по-
падает на фотокатод и выбивает из него электроны. Об-
щее число возникших электронов от одной сцинтилляции
не превышает нескольких тысяч, а их суммарный заряд
составляет ничтожно малую величину (~ 10-16 кулона).
Всякая попытка усилить такой импульс фототока с по-
мощью электролампового усилителя является безуспеш-
ной, так как импульс неизбежно потеряется на фоне шу-
114
мов усилителя. Наличие эмиттеров в фотоумножителе
позволяет «размножить» поток электронов в сотни ты-
сяч раз.
Принцип действия фотоумножителя состоит в следу-
ющем. Выбитые из фотокатода электроны под дей-
ствием электрического поля ускоряются и с помощью
фокусирующего электрода собираются на первом эмит-
тере (1—Э). Каждый электрон, попавший на эмиттер,
выбивает из него 3—4 новых электрона. Электроны, вы-
летевшие из первого эмиттера, разгоняясь электриче-
ским полем, направляются ко второму эмиттеру и выби-
вают еще по 3—4 электрона, которые устремляются к
третьему эмиттеру, где повторяется то же самое. Про-
цесс размножения электронов повторяется на всех после-
дующих эмиттерах. Электронный поток с последнего
эмиттера собирается на аноде. Общий коэффициент уси-
ления фотоумножителя равен
К=&9
где а — коэффициент размножения электронов одним
эмиттером;
п — общее число эмиттеров.
У современных фотоумножителей коэффициент раз-
множения (вторичной эмиссии) о равен приблизитель-
но 4, если разность потенциалов между соседними эмит-
терами равна ~100 вольтам. Поэтому фотоумножитель,
содержащий 10 эмиттеров, имеет общий коэффициент
усиления К = 410 = 106 раз.
Собранные на аноде электроны, стекая через нагру-
зочное сопротивление /?, создают на нем кратковремен-
ный импульс напряжения, который может быть сравни-
тельно просто измерен.
Таким образом, прохождение ионизирующей частицы
через сцинтиллятор отмечается кратковременным им-
пульсом напряжения. Амплитуда импульса напряжения
в этих счетчиках в отличие от газовых счетчиков с само-
стоятельным разрядом пропорциональна ионизирующей
способности радиоактивных частиц, поэтому сцинтилля-
ционные счетчики непосредственно могут быть использо-
ваны не только для счета частиц, но и для измерения
ионизирующего действия радиоактивных излучений.
Люминесцирующие вещества, используемые в сцин-
тилляционных счетчиках. В настоящее время известно
8* 115
большое количество твердых и жидких, органических и
неорганических люминссцирующих веществ. Однако не
все из них одинаково пригодны для сцинтилляционных
счетчиков. Основными характеристиками сцинтиллятора
являются:
1. Относительный световой выход С—отношение ве-
личины излученной сцинтиллятором световой энергии к
величине поглощенной в нем энергии ионизирующей ча-
стицы.
2. Спектральный состав люминесценции сцинтилля-
тора, то есть диапазон длин волн фотонов, испускаемых
сцинтиллятором.
3. Прозрачность сцинтиллятора — доля собственного
светового излучения, проходящего через сцинтиллятор
без поглощения.
Сцинтиллятор по возможности должен обладать
большой прозрачностью, чтобы вспышки доходили до
фотокатода умножителя.
4. Время высвечивания т. Испускание фотонов не яв-
ляется мгновенным процессом, интенсивность люминес-
ценции с течением времени уменьшается по экспонен-
циальному закону. Под временем т понимается время, в
течение которого интенсивность сцинтилляции умень-
шается в е раз.
б. Эффективность регистрации частиц (фотонов) е —
отношение числа частиц, создавших сцинтилляции, к об-
щему числу частиц, прошедших через сцинтиллятор. Ве-
личина е зависит от природы и энергии частиц, плотно-
сти материала и размеров сцинтиллятора, а также от
атомного номера элементов, входящих в его состав.
За счет увеличения толщины сцинтиллятора даже
при регистрации весьма жесткого гамма-излучения эф-
фективность сцинтилляционного счетчика может быть
доведена до нескольких десятков процентов, в то время
как эффективность газовых счетчиков — величина по-
рядка 1%. Это обусловлено тем, что в газовых счетчиках
могут быть зарегистрированы гамма-кванты, поглощен-
ные в стенке счетчика на толщине, не превышающей
пробег вторичного электрона в материале стенки.
В сцинтилляционном счетчике поглощенный гамма-квант
будет зарегистрирован, если световая вспышка дойдет
до фотокатода. Длина «пробега» квантов световой
вспышки в прозрачном сцинтилляторе во много раз
116
больше длины пробега вторичных электронов, что позво-
ляет для увеличения вероятности поглощения гамма-
квантов использовать сцинтилляторы с толщинами зна-
чительно большими, чем толщина стенки газового счет-
чика.
Таблица 11
Характеристики сцинтилляторов
Сцинтиллятор Пло г- нос гь, г/см3 О гносигель- ный световой выход, °/о Время высвечива- ния, сек. Энергия фотонов максимума спектра сцинтил- лятора, эв
Сернистый цинк (не- органический кристалл) 4,10 28 (к «-ча- стицам) 10“5 2,7
Йодистый натрий (не- органический кристалл) 3,67 8 (к 3-ча- стицам) 2,5 • 10~7 3
Йодистый цезий (не- органический кристалл) 6 (к 3-ча- стицам) КГ5
Антрацен (органиче- ский кристалл) 1,25 3,8 (к 3-ча- стицам) 3,6 • 10“8 2,8
Стильбен (органиче- ский кристалл) 1,16 2,2 (к 3-ча- стицам) 0,6 • 10~8 3
Полистирол-тетра фе- нилбутадиен (органиче- ская пластмасса) 1,06 1,35 (к 3-ча- стицам) 0,5 • 10-8 3
В табл. 11 приведены характеристики сцинтиллято-
ров, нашедших широкое распространение в сцинтилля-
ционных счетчиках. Все эти сцинтилляторы имеют спектр
люминесценции в области видимого и ультрафиолетового
света с максимумом интенсивности на длине волны около
4000 А, что соответствует энергии фотона около 3 эв.
Указанные сцинтилляторы, кроме ZnS, обладают хоро-
шей прозрачностью для собственного излучения. По со-
вокупности свойств наилучшими кристаллами для реги-
страции ^-квантов являются неорганические кристаллы
NaJ, CsJ, обладающие наибольшим коэффициентом по-
глощения 7-лучей, а также большим относительным све-
товым выходом. Однако кристалл CsJ обладает сравни-
тельно большим временем высвечивания, а кристалл
117
NaJ в присутствии водяных паров химически неустойчив.
Под действием влаги этот кристалл окрашивается в жел-
тый цвет, что делает его непрозрачным для света сцин-
тилляцией. Поэтому кристаллы NaJ могут сохранять
свою прозрачность в течение длительного времени лишь
при помещении их в герметически закрытые контейнеры.
Органические сцинтилляторы имеют время высвечи-
вания в десятки раз меньшее, чем кристалл NaJ. Однако
их световой выход значительно меньше. Весьма перспек-
тивны пластические сцинтилляторы на основе полисти-
рола и поливенилтолуола с добавками терфенила, антра-
цена и других веществ. Эти люминесцирующие вещества
можно приготовить в виде твердого материала с хоро-
шей прозрачностью какой угодно формы и больших раз-
меров, обеспечивающих почти 1 ОО°/о эффективность реги-
страции гамма-квантов высоких энергий.
Характерной особенностью кристаллов ZnS является
очень низкий относительный световой выход к гамма-лу-
чам и р-частицам, что позволяет успешно использовать
Рис. 35. Кристаллы типа стильбен и NaJ промыш-
ленного изготовления
эти кристаллы для регистрации альфа-излучения при на-
личии большого фона р-, у-излучений.
На рис. 35 приведена фотография кристаллов
типа NaJ и стильбен промышленного изготовления. Кри-
сталлы выполнены в виде цилиндров диаметром 30 мм и
высотой 10 мм и сочленяются с фотокатодом с помощью
светопровода из органического стекла. Кристалл NaJ по-
118
мещен в металлический контейнер, предохраняющий его
от воздействия влаги.
Фотоумножители сцинтилляционных счетчиков. В со-
временных фотоумножителях для сцинтилляционных
счетчиков используются главным образом сурьмяно-це-
зиевые фотокатоды. Это обусловлено тем, что их спект-
ральная чувствительность находится в области спектра
излучения известных сцинтилляторов и, кроме того, сама
величина спектральной чувствительности у этих катодов
достаточно высока. Спектральная чувствительность
(квантовый выход) —среднее число электронов, выбивае-
мых из фотокатодов одним квантом света. Для сурьмяно-
цезиевых фотокатодов эта величина равна 0,1 -----
фотон ,
то есть в среднем на каждые десять фотонов, попавших
на фотокатод, приходится один выбитый электрон. У се-
рийных фотоумножителей с сурьмяно-цезиевыми фото-
катодами область спектральной чувствительности про-
о
стирается приблизительно от 3500 до 6000 А, что обеспе-
чивает удовлетворительную чувствительность фотокатода
к фотонам всех длин волн, испускаемых сцинтиллятором.
Отдельные типы фотоумножителей, используемые в
сцинтилляционных счетчиках, различаются по размерам
фотокатода, числу эмиттеров, а также по форме эмитте-
ров и способу собирания электронов на них.
На рис. 36 приведена фотография фотоумножителей
отечественного производства типа ФЭУ-19, ФЭУ-18 и
ФЭУ-24.
Рис. 36. Фотоэлектронные умножители типа ФЭУ-24, ФЭУ-19 и
ФЭУ-18
119
Следует подчеркнуть, что умножители (особенно при
неудачном выборе режима их работы) имеют большой
шумовой фон.
Шумовые импульсы создаются электронами, вырван-
ными из фотокатода не в результате воздействия сцин-
тилляций, а за счет термоэлектронной эмиссии или бом-
бардировки фотокатода положительными ионами (так
называемая «ионная» обратная связь). Последние появ-
ляются в результате ионизации электронами остатков
газа в баллоне фотоумножителя.
При небольших напряжениях между эмиттерами шу-
мовые импульсы, обусловленные бомбардировкой фото-
катода положительными ионами, отсутствуют. Однако с
ростом напряжения между эмиттерами число этих им-
пульсов растет и при некотором напряжении оно может
быть во много раз больше числа шумовых импульсов,
обусловленных термоэлектронной эмиссией. Именно это
обстоятельство является главной причиной, ограничива-
ющей напряжение между эмиттерами и, следовательно,
общий коэффициент усиления фотоумножителя.
Область применения сцинтилляционных счетчиков.
В настоящее время сцинтилляционные счетчики нашли
применение:
— для регистрации числа частиц и квантов при про-
ведении радиометрических измерений;
— для измерения мощности дозы бета- и гамма-из-
лучений, а также нейтронов;
— для определения энергии частиц и квантов (спек-
трометрические измерения).
Кроме того, сцинтилляционные счетчики широко ис-
пользуются для физических измерений, связанных с
определением ничтожно малых промежутков времени
(например, измерение времени жизни позитрона) при
проведении поиска урановых руд, а также в автоматиче-
ских устройствах, связанных с использованием радио-
активных изотопов (например, в измерителях плотности
породы, уровня жидкости и т. д.).
Относительно быстрое и широкое внедрение сцинтил-
ляционных счетчиков для измерения радиоактивных из-
лучений обусловлено следующими их качествами:
1. Огромной разрешающей способностью при счете
отдельных ядерных частиц.
120
2. Способностью измерять энергию регистрируемой
частицы.
3. Высокой эффективностью регистрации гамма-
квантов.
Разрешающая способность счетчика, то есть способ-
ность регистрировать раздельно частицы (кванты), про-
ходящие через весьма малые промежутки времени, огра-
ничена величиной «мертвого» времени. «Мертвое» время
сцинтилляционных счетчиков в 103—105 раз меньше, чем
у газоразрядных, поэтому сцинтилляционные счетчики
допускают скорость счета на несколько порядков более
высокую, чем газоразрядные. В частности, с помощью
этих счетчиков можно производить счет частиц при ин-
тенсивности потока до 106 частиц в 1 сек. на 1 см2, что
соответствует мощности дозы гамма-излучения в не-
сколько рентгенов/час. Необходимо также отметить, что
характер «мертвого» времени газоразрядного и сцин-
тилляционного счетчиков качественно отличен. В самом
деле, счетчик Гейгера в течение «мертвого» времени
«равнодушен» к частицам, пересекающим его рабочий
объем. В сцинтилляционных счетчиках частицы, прихо-
дящие с интервалом времени меньшим, чем «мертвое»
время, также не будут раздельно регистрироваться,
однако вследствие наложения их сцинтилляций они бу-
дут вызывать увеличение анодного тока фотоумножи-
теля, средняя величина которого пропорциональна сум-
марной интенсивности света сцинтилляций. Поэтому
сцинтилляционный счетчик, работающий в токовом ре-
жиме, то есть когда измеряется не величина скорости
счета, а средний анодный ток, позволяет регистрировать
потоки гамма-квантов, создающих мощности дозы в де-
сятки и сотни рентгенов в час.
При работе фотоумножителя в токовом режиме вели-
чину интенсивности регистрируемого излучения ограни-
чивает не разрешающая способность счетчика, а явление
«усталости» эмиттеров, что выражается в потере эмис-
сионных свойств электродов при интенсивном облучении
фотокатода светом сцинтилляций. Этот эффект стано-
вится заметным уже при величинах анодных токов, рав-
ных 10~6 ампера, если фотокатод облучается длительное
время.
Существенным недостатком использования сцинтил-
ляционных счетчиков, особенно в полевой дозиметриче-
121
ской аппаратуре, является необходимость применения
для питания фотоэлектронных умножителей высоко-
вольтных источников питания с хорошей стабильностью
напряжения. Требование высокой стабильности источни-
ков питания обусловлено сильной зависимостью коэффи-
циента усиления фотоэлектронного умножителя от на-
пряжения на его электродах. Для большинства фото-
умножителей изменение напряжения питания на Г°/о вы-
зывает изменение величины коэффициента усиления на
/1%, где п число эмиттеров фотоумножителя.
Регистрирующие схемы при работе со сцинтилля-
ционными счетчиками могут быть разделены на три
группы:
а) схема счета общего числа импульсов за некоторый
интервал времени;
б) схемы, измеряющие скорость счета;
в) схемы, измеряющие средний анодный ток фото-
умножителя.
Эти схемы принципиально не отличаются от соответ-
ствующих схем, используемых при работе с газоразряд-
ными счетчиками.
7. Фотографический и другие методы регистрации
ионизирующих излучений
Фотографический метод. Действие ионизирующих из-
лучений на фоточувствительные материалы обнаружено
более 60 лет назад. Человечество впервые узнало о су-
ществовании радиоактивных излучений, когда в 1896 году
Беккерель обнаружил почернение фотопластинок, кото-
рые до проявления длительное время находились
вблизи с урановой солью. За прошедший период фото-
графический метод был в значительной степени усовер-
шенствован и нашел широкое применение в дозиметрии.
Подобно действию света ионизирующие излучения
вызывают образование в фотоэмульсии скрытого изобра-
жения, которое после проявления создает почернение
фотопластинок. Степень почернения зависит от дозы из-
лучения.
Фотоэмульсия состоит из большого количества мел-
ких кристалликов («зерен») бромистого или хлористого
серебра (AgBr или AgCl), вкрапленных в желатину.
Наиболее часто применяется бромистое серебро. Раз-
122
меры зерен колеблются от 0,3 до 1—2 микрон. Общее
количество бромистого серебра в эмульсии составляет по
весу 30 4-60%. Приготовленный таким образом состав
наносится тонким слоем порядка 10—30 микрон на стек-
лянную пластинку или целлулоидную пленку, образуя
фоточувствительный слой.
Чем больше интенсивность воздействующего на фото-
чувствительный слой излучения, тем больше зерен будут
иметь скрытое изображение и тем сильнее будет почер-
нение фотопленки после проявления. Степень почернения
зависит также от размеров зерен, их количества в фото-
эмульсии и толщины фоточувствительного слоя. Путем
изменения состава фотоэмульсии и толщины слоя чув-
ствительность пленки к ионизирующим излучениям мо-
жет меняться в широких пределах.
Процесс восстановления серебра в зернах, имеющих
скрытое изображение, занимает определенный промежу-
ток времени и зависит от состава проявителя и его тем-
пературы. Следовательно, степень почернения проявлен-
ной пленки будет зависеть от времени проявления, со-
става и температуры проявителя.
Определение степени почернения производится путем
сравнения интенсивности светового потока /о, падаю-
щего на пленку, с интенсивностью светового потока /,
прошедшего через пленку. Оптическая плотность почер-
нения или просто плотность почернения пленки S опре-
деляется как десятичный логарифм отношения /0//:
S = 1g А
Если через пленку проходит одна тысячная от падаю-
щего светового потока, то /0/7 — 1000 и$ = 3.
Необлученная пленка после проявления имеет неко-
торое начальное почернение, которое называется вуалью.
Плотность вуали обычно имеет величину порядка
0,14-0,2. Таким образом, при определении плотности
почернения только от излучения необходимо учитывать
наличие вуали. После длительного хранения пленки без
употребления вуаль увеличивается.
При увеличении дозы излучения плотность почерне-
ния растет до определенного предела, достигает своего
максимального значения (5 = 3,54-4), затем начинает
уменьшаться. Обычно плотность почернения выражается
123
в зависимости от логарифма дозы. На рис. 37 приведена
типичная кривая зависимости 3 от логарифма дозы излу-
чения. Тангенс угла наклона касательной в любой точке
кривой по отношению к оси абсцисс называется конт-
растностью фотоэмульсии. Контрастность по существу
характеризует возможность различения по почернению
пленки двух мало отличающихся доз излучения, то есть
Рис. 37 Зависимость плотности почернения пленки от
логарифма мощности дозы. Тангенс угла а определяет
контрастность
позволяет оценить точность измерения доз по известной
точности измерения плотности почернения. При этом ха-
рактерно то, что на прямолинейном участке кривой
(рис. 37), где контрастность постоянна, относительная
ошибка в измерении дозы не зависит от ее величины.
Если измерительный прибор различает плотности почер-
нения, отличающиеся друг от друга на 0,1, то есть
ошибка в определении плотности почернения ДЗ = 0,1,
то при контрастности, равной единице, ошибка в измере-
нии доз будет составлять также 0,1, или 10%, но уже от
измеряемой дозы. Например, при дозе 1 рентген ошибка
будет составлять 0,1 • 1 = 0,1 рентгена, при дозе 10 рент-
генов — 0,1 • 10 = 1 рентген.
Как следует из рис. 37, контрастность имеет наи-
большую величину на прямолинейном участке кривой,
который обычно и считается рабочим участком. Чем
124
выше контрастность, тем меньше ошибки в измерении
доз при тех же ошибках в определении плотности почер-
нения. Но при этом уменьшается фотографическая ши-
рота фотоэмульсии, то есть диапазон доз, соответствую-
щих прямолинейному участку кривой рис. 37.
Перед применением пленки для измерений должна
сниматься зависимость плотности почернения от дозы и
строиться градуировочная кривая типа рис. 37. Практиче-
ски это производится обычно путем одновременного об-
лучения нескольких пленок, размещенных на различных
расстояниях от точечного источника гамма-излучения с
известной активностью. Проявление всех пленок произ-
водится в одном бачке для избежания ошибок вслед-
ствие различия в составе проявителя, его температуры и
времени проявления. Одновременно проявляется необлу-
ченная пленка для определения вуали. Из полученных
данных определяется чувствительность сорта пленки, ко-
торая обычно выражается числом рентгенов, соответст-
вующих принятой плотности почернения (обычно 0,3
или 0,5) за вычетом вуали. Если подлежащие измерению
дозы неизвестны даже приближенно, следует применять
несколько пленок, отличающихся по чувствительности
так, чтобы их широты перекрывались. Лучше всего одно-
временно с проведением измерений часть пленок того же
сорта поставить на градуировку с таким расчетом, чтобы
проявлять одновременно как градуировочные, так и ра-
бочие пленки в одном бачке.
Измерения плотности почернения производятся при
помощи денситометров. В настоящее время имеется не-
сколько видов денситометров, отличающихся по прин-
ципу действия. Наиболее современными являются фото-
электрические денситометры.
Принцип действия фотоэлектрического денситометра
основан на сравнении токов двух фотоэлементов, на один
из которых световой поток попадает непосредственно от
источника, на второй — после прохождения через пленку.
Источником света является одна электрическая лам-
почка, свет от которой при помощи оптических систем
направляется двумя независимыми путями на фотоэле-
менты. При такой системе измерений колебания напря-
жения накала лампы мало влияют на результаты изме-
рений. Плотность почернения измеряемой пленки отсчи-
тывается непосредственно по шкале денситометра.
125
Следует отметить одно важное свойство фотопле-
нок— для одной и той же дозы плотность почернения в
весьма широких пределах не зависит от времени облуче-
ния. Например, доза 10 рентгенов, полученная пленкой
в течение сотых долей секунды или в течение несколь-
ких часов, дает одинаковую плотность почернения. Хра-
нение облученных пленок в течение нескольких суток
может привести к снижению плотности почернения, вели-
чина которого зависит от многих причин: состава эмуль-
сии, температуры и влажности воздуха и времени хра-
нения. При всех прочих равных условиях повышенная
влажность воздуха может вызвать значительное
снижение показаний. С другой стороны, хранение при
низких температурах способствует сохранению пока-
заний.
При взаимодействии гамма-излучения с фотоэмуль-
сией, так же как и со всякой другой средой, происходит
образование вторичных электронов в результате фото-
эффекта и комптоновского процесса. Поглощение энер-
гии вторичных электронов в зернах бромистого серебра
и приводит к образованию скрытого изображения. Но
количество вторичных электронов и их энергия при од-
ной и той же дозе зависят от энергии гамма-квантов.
Вследствие того что атомный номер серебра и брома
значительно превышает атомный номер воздуха, фото-
электрическое поглощение при сравнительно малых
энергиях гамма-квантов будет иметь большую величину.
Это приводит к наличию значительного «хода с жестко-
стью» при измерениях доз при помощи фотопленок. Для
уменьшения «хода с жесткостью» производится ослабле-
ние потока мягких гамма-квантов при помощи поглоти-
телей. В качестве поглотителей применяются кадмий или
свинец толщиной около 1 мм, а также комбинации не-
скольких тяжелых металлов, например 1 мм олова и
0,3 мм свинца. Толщина поглотителей подбирается так,
чтобы величина поглощения ими мягких гамма-квантов
была равна завышению чувствительности пленок. При
энергиях гамма-квантов выше 0,3 Мэв наличие указан-
ных поглотителей или фильтров практически не влияет
на измерения доз из-за малого поглощения в них гамма-
излучения таких энергий. Так как завышение чувстви-
тельности пленки на мягких гамма-квантах зависит от
состава фотоэмульсии, то для более точной компенсации
126
этого эффекта к каждому сорту пленки необходимо
экспериментально подбирать оптимальную толщину
фильтра.
В последнее время разрабатывается еще один метод
снижения «хода с жесткостью» фотопленок. Пленка по-
мещается между двумя сцинтилляционными кристал-
лами, представляющими собой раствор терфенила в по-
листироле. При облучении такой системы гамма-кван-
тами засвечивание пленки происходит как непосред-
ственно гамма-лучами, так и световыми вспышками, воз-
никающими в сцинтилляторе. При малых энергиях кван-
тов дополнительная подсветка от сцинтиллятора сравни-
тельно невелика. Начиная с энергий квантов около
0,1 Мэв и выше, засвечивание пленки происходит глав-
ным образом за счет световых вспышек сцинтиллятора.
Вследствие этого чувствительность пленки к излучению
в этой области энергий повышается в десятки раз и
приближается к ее чувствительности в области мягких
квантов. Таким образом, помимо устранения резкого
«хода с жесткостью», происходит значительное увеличе-
ние чувствительности пленки.
При всех преимуществах такой метод имеет весьма
существенный недостаток — зависимость плотности по-
чернения от мощности дозы излучения (при облучении
одинаковыми дозами). Это может вызвать значительные
ошибки в измерениях доз, если градуировка пленки и
измерения производятся при различных мощностях дозы.
Фотографический метод используется для создания
дозиметров индивидуального контроля облучения. Такой
дозиметр состоит из пластмассового футляра (кассеты),
внутри которого находится пленка, помещенная между
двумя бакелитовыми пластинками толщиной 1 мм и
обернутая кадмиевым или свинцовым фильтром при-
мерно такой же толщины. Кассета выдается на руки пе-
ред началом работы с источниками гамма-излучения и
носится в нагрудном кармане. После окончания работы
кассета сдается в фотолабораторию, где производится
проявление пленок и измерение плотности почернения.
Необходимость обработки пленок в фотолаборатории
является серьезным недостатком таких дозиметров с
точки зрения их применения в полевых условиях. В по-
следнее время появились фотодозиметры, содержащие
проявитель и не требующие обработки в фотолаборато-
127
рии. к такому дозиметру прикладывается шкала, позво-
ляющая по степени почернения пленки оценить дозу из-
лучения. Однако такие фотодозиметры пока еще несовер-
шенны и большого распространения не получили.
Химический метод. В настоящее время все большее
распространение получает метод измерения доз ионизи-
рующих излучений, использующий химические реакции.
Причиной возникновения химических реакций является
или ионизация атомов и молекул или возбуждение
сложных молекул и последующий их распад на более
простые. В большинстве веществ оба эти процесса идут
одновременно.
Возникновение химических реакций меняет те или
иные свойства вещества, например цвет, прозрачность,
сопротивление электрическому току и т. д. Так, облуче-
ние платиноцианида бария вызывает изменение зеленой
окраски его на оранжевую, а при дальнейшем облучении
на коричневую. Некоторые сорта стекол темнеют при
воздействии гамма-излучения; то же самое наблюдается
и для полистирола. В воде под действием ионизирую-
щих излучений возникают атомы Н и свободые ради-
калы ОН. Взаимодействуя друг с другом, они образуют
перекись водорода Н2О2 и молекулярный водород Н2.
Атомы Н и свободные радикалы ОН способны весьма
эффективно взаимодействовать со многими растворен-
ными в воде веществами. Если изменения свойств веще-
ства пропорциональны дозе излучения и достаточно
легко обнаруживаются, такие вещества могут быть при-
менены для измерения доз ионизирующих излучений.
Для измерения больших доз применяются подкислен-
ные серной кислотой разбавленные растворы сернокис-
лого закисного железа (соль Мора). При воздействии
ионизирующих излучений на такой раствор ионы двух-
валентного железа Fe++ окисляются в ионы трехвалент-
ного железа Fe+++. Количество образующихся ионов
Fe+++ строго пропорционально дозе излучения и
практически не зависит от мощности дозы. Количе-
ство ионов трехвалентного железа определяется путем
сравнения оптических свойств облученного и необлучен-
ного растворов (в ультрафиолетовой части спектра непо-
средственно, в видимой части спектра — после введения
в раствор веществ, способных давать окрашенные соеди-
нения с Fe+++). Такие растворы позволяют достаточно
128
точно измерять дозы в пределах от 1000 до 40 000 рент-
генов.
Измерения очень больших доз ионизирующих излуче-
ний необходимы при испытаниях различных материалов
для атомных реакторов, при стерилизации пищевых
продуктов методом облучения и т. д.
С целью поисков более чувствительных к действию
излучений материалов было испытано много твердых,
жидких и газообразных веществ. Среди них наиболее
подходящими оказались вещества типа хлороформа
(СНС1з). Под действием излучения молекулы таких ве-
ществ разлагаются с образованием в конечном счете со-
ляной кислоты и других продуктов. Характерной особен-
ностью веществ типа хлороформ является наличие цеп-
ной реакции: продукты разложения одной молекулы
хлороформа вызывают разложение других молекул, те
в свою очередь следующих молекул и т. д., до тех пор,
пока под влиянием каких-либо причин реакция не обры-
вается. Происходит как бы значительное усиление дей-
ствия излучения в самом растворе с образованием за-
метного количества соляной кислоты.
При введении в хлороформ до облучения какого-либо
вещества, меняющего свою окраску с изменением кис-
лотности среды, например бромкрезола пурпурного, пер-
воначально фиолетовый или пурпурный раствор приоб-
ретает желтую окраску. Степень изменения первоначаль-
ной окраски зависит от концентрации соляной кислоты,
то есть в конечном счете от дозы излучения. Наличие
цепной реакции в хлороформе позволяет в принципе по-
лучить достаточно чувствительные дозиметры, но в этом
же кроется и существенный недостаток его. Момент
превращения цепной реакции сильно зависит от наличия
различных примесей, температуры раствора, мощности
дозы и других причин, что вызывает появление различ-
ной степени окраски у нескольких образцов, облученных
одинаковыми дозами. Для устранения этого недостатка
производится весьма тщательная очистка хлороформа и
добавляются органические реактивы типа спиртов, на-
пример резорцинол. Наличие резорцинола вызывает уко-
рочение цепи. Чем больше добавлено резорцинола, тем
стабильнее система, но тем меньше ее чувствительность,
так как обрыв цепной реакции происходит в более ран-
нее время. При концентрации резорцинола порядка
9 II П Петров и В П Сырпев
129
0,2—0,5% получается система, степень окраски которой
для одинаковых доз мало зависит от температуры окру-
жающего воздуха и мощности дозы излучения. Нижний
предел измерений такой системы, соответствующий появ-
лению заметной окраски, равен примерно 50 рентгенам.
Вследствие сравнительно большого атомного номера
хлора (Z = 17) дозиметр на основе хлороформа обладает
«ходом с жесткостью», для устранения которого прихо-
дится применять свинцовый фильтр толщиной около
0,5 мм.
Химический дозиметр представляет собой запаянную
стеклянную ампулу, наполненную раствором хлоро-
форма с индикатором на кислоту и резорцинолом. Внут-
ренняя поверхность ампулы до заполнения подвергается
специальной обработке, чтобы исключить самопроиз-
вольное окрашивание раствора. Ампула для придания
дозиметру большей механической прочности помещаетс51
в пластмассовый футляр, имеющий свинцовый фильтр.
В футляре делается окно для наблюдения за окраской
раствора. Рядом с окном помещается шкала цветов, со-
ответствующих различным дозам, что позволяет визу-
альным наблюдением оценить величину дозы облучения.
Для полевых условий химические дозиметры весьма
удобны, позволяя простым сравнением окраски раствора
с цветной шкалой, нанесенной на футляр дозиметра,
определить полученную дозу.
Люминесцентные дозиметры. Некоторые люминесци-
рующие вещества (фосфоры) способны испускать
кванты света не только в момент воздействия ионизиру-
ющих излучений, но и в течение длительного времени
после окончания их воздействия. Такие вещества как бы
«запасают» определенное количество световой энергии
или, как говорят, «световой суммы». Этот эффект объяс-
няется тем, что часть электронов фосфора при воздей-
ствии ионизирующих излучений попадает на так назы-
ваемые метастабильные энергетические уровни, на кото-
рых они могут оставаться значительное время. Под
влиянием нагревания фосфора или в момент освещения
его инфракрасным светом эти электроны переходят на
основной уровень с излучением квантов света определен-
ной частоты. Например, кристаллы сернистого цинка,
активированные медью или свинцом, «запасают» значи-
тельное количество световой суммы, пропорциональное
130
дозе излучения. Но при нормальной температуре в этих
кристаллах происходит непрерывное высвечивание, запа-
сенная световая сумма постепенно уменьшается, стре-
мясь к нулю через несколько суток после облучения.
В процессе исследований были созданы фосфоры, у
которых количество «запасенных» квантов света при
нормальной температуре практически не меняется и
только при воздействии инфракрасного света или на-
грева до определенной температуры происходит интен-
сивное высвечивание фосфора. Одним из таких фосфоров
оказался сернистый стронций (SrS) с добавкой в каче-
стве примесей редкоземельных металлов самария и евро-
пия. Эти примеси создают систему глубоких метаста-
бильных уровней, вследствие чего при обычных темпера-
турах количество запасенной световой суммы практиче-
ски не меняется и остается прямо пропорциональным
дозе гамма-излучения в пределах от 0,005 до 1000 рент-
генов.
При освещении облученного фосфора инфракрас-
ными лучами он в течение короткого промежутка вре-
мени высвечивается, давая поток световых квантов
(вспышек) в области сине-фиолетовой части видимого
спектра. Измеряя яркость этих вспышек с помощью фото-
умножителя, можно определить дозу излучений, которой
был облучен фосфор.
Дозиметр из фосфора представляет собой «таблетку»
небольшого размера, заключенную в пластмассовый
футляр. Таблетка помещается в свинцовый фильтр тол-
щиной около 1,3 мм для исключения «хода с жестко-
стью», так как атомный номер SrS значительно выше
атомного номера воздуха. Измерения доз производятся
на специальном пульте, который состоит из осветителя с
фильтром, пропускающим только инфракрасные лучи, и
фотоумножителя с усилительной схемой и микроампер-
метром, шкала которого проградуирована непосред-
ственно в рентгенах. Перед фотоумножителем поставлен
фильтр, пропускающий только сине-фиолетовую часть
видимого спектра.
Показания такого дозиметра несколько меняются от
времени, прошедшего после облучения, и температуры
окружающего воздуха. В течение первых суток после
облучения они уменьшаются примерно на 15%, в после-
дующее время практически остаются неизменными.
9*
131
Обычно дозиметры градуируются таким образом, что
правильные значения доз получаются при измерениях
через сутки и более после их облучения.
Отрицательные температуры не сказываются на по-
казаниях дозиметра. При температурах выше +50° С
дозиметры занижают показания вследствие постепен-
ного уменьшения «запасенной» световой энергии. Нагре-
вание до температур порядка 250—300°С приводит к
полному высвечиванию фосфора, показания дозиметра
становятся равными нулю, и он вновь может быть ис-
шользован для измерения доз.
На несколько другом принципе работают люминес-
центные дозиметры, изготовленные из фосфатного
стекла, активированного серебром. Образующиеся в та-
ком стекле при воздействии ионизирующих излучений
свободные электроны захватываются ионами серебра с
образованием нейтральных атомов серебра. Количество
атомов серебра в определенных пределах пропорцио-
нально дозе излучения. Эти атомы являются центрами
люминесценции, возникающей при освещении облучен-
ного стекла ультрафиолетовыми лучами. Излучение
люминесценции лежит в оранжевой области видимого
спектра, и его интенсивность может быть измерена при
помощи чувствительных фотоэлементов или фотоумно-
жителей:
Основными преимуществами люминесцентных дози-
метров являются их небольшие размеры, большая меха-
ническая прочность и широкий диапазон измеряемых
доз. Существенным недостатком является необходимость
применения довольно сложных измерительных пультов.
Фотосопротивления. Выше мы рассмотрели ряд мето-
дов регистрации ионизирующих излучений, которые ис-
пользуются для создания дозиметров. С точки зрения
создания полевых приборов представляет интерес еще
один метод регистрации, позволяющий измерять мощ-
ность дозы ионизирующих излучений. Этот метод осно-
ван на применении фотосопротивлений.
Фотосопротивлением называется устройство, изменя-
ющее свою проводимость для электрического тока при
воздействии света. По существу это фотоэлемент с внут-
ренним фотоэффектом. Если на фотосопротивление по-
дано постоянное напряжение от батареи, то при отсут-
ствии светового потока ток его равен нулю; освещение
132
световым потоком вызывает появление в цепи тока, ве-
личина которого пропорциональна освещенности. Подоб-
ный же эффект может быть получен и при воздействии
на фотосопротивление потока ионизирующих излучений
достаточной интенсивности.
С точки зрения измерения мощности дозы гамма-из-
лучения наиболее пригодными оказались фотосопротив-
ления из сернистого кадмия (CdS). Такое фотосопротив-
ление представляет собой кристалл малых размеров
(порядка 2—3 мм), помещенный между двумя металли-
ческими пластинками — электродами, к которым под-
ключается измерительный прибор и источник постоян-
ного тока с напряжением несколько вольт. При отсут-
ствии гамма-излучения ток в цепи практически равен
нулю. При некоторой интенсивности гамма-излучения в
цепи появляется заметный ток, величина которого про-
порциональна мощности дозы.
Существующие фотосопротивления имеют чувстви-
тельность около 1 микроампера на 5—10 рентген в час.
Такая чувствительность еще недостаточна для создания
простейших полевых рентгенометров, состоящих из фо-
тосопротивления, микроамперметра и малогабаритной
гальванической батареи. Однако в тех случаях, где необ-
ходимо измерять большие мощности доз, фотосопротив-
ления могут найти применение уже в настоящее время.
III. РАДИОАКТИВНОЕ ЗАРАЖЕНИЕ МЕСТНОСТИ
ПРИ ЯДЕРНОМ ВЗРЫВЕ И ПОЛЕВЫЕ
ДОЗИМЕТРИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕНИЯ
1. Источники радиоактивного заражения
Как уже указывалось, ядерный взрыв сопровож-
дается образованием большого количества радиоактив-
ных веществ, которыми могут быть заражены местность
и воздух в районе взрыва, а также люди, вооружение и
техника, находящиеся вне укрытий. Сильное радиоактив-
ное заражение местности может быть и по пути движе-
ния радиоактивного облака, образовавшегося при
взрыве.
Степень радиоактивного заражения местности и раз-
меры Зон заражения зависят от мощности ядерного
133-
заряда *, вида взрыва (воздушный, наземный, подзем-
ный), а также метеорологических условий, характера
местности и грунта.
Источниками радиоактивного заражения местности
являются:
— радиоактивные продукты деления ядерного заряда
бомбы;
— искусственные радиоактивные изотопы, образовав-
шиеся под воздействием потока нейтронов в материале
оболочки бомбы, в поверхностном слое почвы, в воору-
жении и других предметах, находящихся на поверхности
земли;
— непрореагировавшая часть заряда.
В случае ядерного заряда, основанного на делении
тяжелых ядер (атомные и урано-водородные бомбы), бу-
дут все три источника заражения местности. В случае
ядерного заряда, основанного только на реакции синтеза
легких ядер в тяжелые (так называемые «чисто» водо-
родные бомбы), первый источник заражения (радиоак-
тивные продукты деления) практически отсутствует, так
как он обусловлен только активностью продуктов целе-
ния атомного детонатора.
Радиоактивные продукты деления. Радиоактивные
продукты деления («осколки» деления) являются основ-
ным источником заражения местности. Это бета- и бета-,
гамма-активные изотопы химических элементов, образо-
вавшихся в результате деления ядер атомов урана или
плутония и расположенных в средней части таблицы
Менделеева. Обычно каждое ядро делится на два ядра—
«осколка», имеющих различные массовые числа.
Вероятность симметричного деления очень мала, наи-
более часто образуются осколки с массовыми числами в
диапазоне 85—104 и 130—149. Всего образуется до
80 различных видов осколков, которые, как правило,
являются неустойчивыми изотопами. Эти неустойчивые
изотопы излучают бета-частицы, причем бета-распад ча-
сто сопровождается испусканием гамма-квантов. Напри-
мер, ядра урана 235 сравнительно часто делятся на два
осколка Zr97 и Те137, которые затем претерпевают бета-
1 Мощность ядерного заряда принято характеризовать троти-
ловым эквивалентом Тротиловый эквивалент — вес заряда химиче-
ского взрывчатого вещества — тротила, при взрыве которого вы-
деляется энергия, эквивалентная энергии взрыва ядерного заряда.
134
распад с образованием радиоактивных изотопов нио-
бия 97 и йода 137.
Осколки деления вместе с их продуктами распада
образуют сложную смесь около 200 различных радиоак-
тивных изотопов, периоды полураспада которых лежат в
пределах от долей секунды до нескольких десятков лет.
Приблизительно треть радиоактивных продуктов явля-
ются бета-, гамма-активными изотопами, остальная
часть этих продуктов — бета-активные изотопы. Вели-
чина активности образовавшихся продуктов деления
прямо пропорциональна тротиловому эквиваленту
взрыва. Для взрыва с тротиловым эквивалентом1
20 000 тонн бета-активность продуктов деления через час
после взрыва составляет величину около 6 миллиардов
кюри. Скорость распада этой сложной смеси радиоизото-
пов не подчиняется экспоненциальному закону, примени-
мому к распаду ядер атомов отдельного изотопа. Экспе-
риментальным путем было установлено, что изменение
активности продуктов деления подчинено следующему
закону:
Q] М-1’2
Q% \ h /
где Qi — общая активность продуктов деления спустя
время h после взрыва;
Q2 — общая активность продуктов деления через
время 12 после взрыва.
В табл. 12 приведены данные по уменьшению актив-
ности продуктов деления в зависимости от времени, при-
чем активность через 1 минуту после взрыва принята за
1ОО°/о.
Таблица 12
Относительное уменьшение активности продуктов деления
(в процентах)
Время после взрыва 1 мин 10 мин. 1 час. 8 час. 24 час. 1 неделя 1 месяц 1 год
Относи- тельная величина активности 100 6,3 0,74 0,06 0,016 1,6 . ю“"3 —4 2,8 • 10 1,35 • 10“5
1 Тротиловый эквивалент атомных (урановых и плутониевых)!
бомб может достигать нескольких сотен тысяч тонн, ураново-водо-
родных — нескольких миллионов тонн.
135
Из данных табл. 12 видно, что активность продуктов
деления быстро уменьшается с течением времени. Это
обусловлено быстрым превращением большинства радио-
активных изотопов в стабильные нерадиоактивные изо-
топы. Поэтому даже сильно зараженные участки местно-
сти через некоторое время становятся слабо' заражен-
ными и неопасными для людей, находящихся на этих
участках.
Под действием высоких температур в зоне ядерной
реакции радиоактивные продукты деления переходят в
газообразное состояние. В первые моменты времени по-
сле взрыва эти продукты находятся внутри светящейся
области. По мере остывания светящейся области обра-
зуется клубящееся облако, которое быстро поднимается
вверх, унося с собой радиоактивные продукты деления.
Вслед за облаком с поверхности земли поднимается
столб пыли, вследствие чего облако приобретает харак-
терную грибовидную форму (рис. 38, 39).
Размеры облака, а также скорость и высота его подъ-
ема тем больше, чем мощнее взрыв. Облако взрыва бомб
небольших калибров в течение 10 минут достигает вы-
соты 7—12 км, в то время как у мощных зарядов (троти-
ловый эквивалент более 1 миллиона тонн) примерно за
этот же период оно достигает высоты 25 км и более.
Величина опасности, возникающей вследствие выпа-
дения радиоактивных продуктов деления, зависит от
того, каким образом и где они осядут. Скорость оседания
радиоактивных продуктов деления зависит от размеров
частиц пыли, на которых частично конденсируются ра-
диоактивные вещества. Масштабы и характер оседания
этих частиц пыли в свою очередь зависят от высоты
взрыва, характера поверхности земли и метеорологиче-
ских условий.
Радиоактивность, наведенная под действием потока
нейтронов. Поток нейтронов, испускаемый из зоны ядер-
ной реакции во время взрыва, достигая поверхности
земли, может вызвать искусственную радиоактивность
ряда элементов (кремний, натрий, алюминий и т. д.),
входящих в состав грунта, или предметов, находящихся
на поверхности земли. Искусственные радиоактивные
изотопы образуются в результате захвата нейтронов яд-
рами атомов этих элементов. Следует заметить, что не
все изотопы при захвате нейтронов образуют радиоак-
136
Рис. 38. Огненный шар и радиоактивное облако
воздушном атомном взрыве
Рис
облако
при
39. Огненное полушарие и радиоактивное
наземном атомном взрыве
тивные ядра. Например, кислород и водород, которые яв-
ляются основными составными частями воды, при за-
хвате нейтронов образуют главным образом стабильные
изотопы.
Наибольший практический интерес с точки зрения
наведенной радиоактивности в почве и морской воде
представляет собой бета-, гамма-активный изотоп Na24,
который образуется при захвате нейтронов ядрами изо-
топа Na23. Радиоизотоп Na24 имеет период полураспада
Т = 15 часов, испускает бета-частицы со средней энер-
гией около 0,5 Мэв и гамма-лучи с энергиями квантов
1,4 и 2,8 Мэв. Этот изотоп может заметно усиливать об-
щую зараженность местности на тех расстояниях от цен-
тра взрыва, где поток нейтронов сравнительно велик (на
расстоянии нескольких сотен метров от центра взрыва).
Необходимо заметить, что величина наведенной ак-
тивности является сравнительно небольшой и в сотни
раз меньше общей активности продуктов деления. Од-
нако, как мы увидим далее при некоторых видах взры-
вов, наведенная радиоактивность по существу является
основным источником заражения в районе взрыва.
Непрореагировавшая часть ядерного заряда. Непро-
реагировавшая часть ядерного заряда представляет со-
бой неразделившиеся ядра атомов урана или плутония,
которые являются альфа-активными веществами. Ввиду
большого периода полураспада плутония и особенно
урана активность этих продуктов очень небольшая. Если
общая активность продуктов деления через час после
взрыва составляет миллиарды кюри, то активность не-
прореагировавшей части плутония равна нескольким ты-
сячам кюри, а урана 235 — долям кюри. Даже спустя
несколько лет активность непрореагировавшей части за-
ряда в несколько раз меньше активности продуктов де-
ления.
2. Радиоактивное заражение при различных видах
взрыва
Воздушным называется такой ядерный взрыв, кото-
рый происходит на высоте нескольких сотен метров от
поверхности земли. При этом виде взрыва оседание ра-
диоактивных продуктов деления в районе взрыва прак-
тически отсутствует. Объясняется это тем, что при воз-
138
душном взрыве внутрь радиоактивного облака всасы-
вается небольшое количество пыли, так как огненный
шар не касается поверхности земли, а столб пыли при
достаточно большой высоте взрыва (рис. 38) вообще
может не соединиться с «шапкой» гриба.
Частицы пыли, на которых конденсируются пары ра-
диоактивных веществ, имеют очень малые размеры, по-
этому оседание таких частиц на поверхность земли про-
исходит медленно. Радиоактивная пыль может быть от-
несена ветром на большое расстояние от места взрыва,
и к тому времени, когда она осядет на поверхность
земли, ее радиоактивность значительно уменьшится.
Обычно эта пыль рассеивается на больших площадях, и
ее поражающее действие не будет представлять особой
опасности.
Радиоактивное заражение в районе воздушного ядер-
ного взрыва обусловливается главным образом наведен-
ной радиоактивностью, которая быстро падает. По-
этому воздушный ядерный взрыв характеризуется сла-
бым заражением местности в районе взрыва.
Наземным взрывом называют взрыв, который проис-
ходит на поверхности Земли или на высоте нескольких
десятков метров над землей.
Наземный ядерный взрыв характеризуется весьма
сильным радиоактивным заражением местности, так как
раскаленные продукты взрыва, имеющие очень высокую
температуру, непосредственно соприкасаются с поверх-
ностью земли. В результате этого расплавленный верх-
ний слой почвы смешивается с радиоактивными продук-
тами, находящимися в огненном полушарии (рис. 39).
Радиоактивно зараженный расплавленный грунт разбра-
сывается ударной волной на расстояние нескольких со-
тен метров от центра взрыва и после остывания превра-
щается в радиоактивный шлак, которым заражается
местность и предметы, находящиеся на ней.
При наземном взрыве столбы пыли (рис. 39), подня-
тые ударной волной, достигают «шапки» облака, в ре-
зультате чего внутрь этого облака всасывается большое
количество пыли. Радиоактивные вещества, осевшие на
наиболее крупных частицах, сравнительно быстро выпа-
дают из облака, создавая заражение по пути его движе-
ния. Площадь заражения по «следу» радиоактивного об-
лака зависит от характера грунта и метеорологических
139
условий, определяющих направление движения радио-
активного облака и расстояние, на которое пыль будет
унесена, прежде чем успеет осесть на землю. Район за-
ражения вдоль следа облака имеет форму овала, вытя-
нутого в направлении ветра, причем его площадь для
взрыва бомбы среднего калибра может достигать
200 км2 и более. При одних и тех же метеорологических
условиях площадь заражения пропорциональна общему
количеству продуктов деления и, следовательно, троти-
ловому эквиваленту взрыва. В случае наземного взрыва
бомб с тротиловым эквивалентом в несколько миллионов
тонн площадь опасного заражения вдоль направления
движения облака может достигать нескольких десятков
тысяч квадратных километров. Это обстоятельство отчет-
ливо выявилось при испытании американцами ураново-
водородной бомбы в марте 1954 года в районе Тихого
океана.
Как известно, в результате выпадения радиоактивной
пыли заражению подверглось японское рыболовное су-
дно «Фукурюмару», которое находилось на расстоянии
145 км от центра этого взрыва. Выпадение радиоактив-
ной пыли началось через 3 часа 30 минут после взрыва и
продолжалось около 4 часов. Все рыбаки, находившиеся
на судне, были поражены радиоактивными излучениями,
а один из них умер.
При подводном взрыве большая часть радиоактивных
веществ остается в воде, поэтому объем воды, находя-
щейся вблизи взрыва, может оказаться сильно заражен-
ным. Однако степень заражения воды быстро падает как
вследствие распада радиоактивных веществ, так и в ре-
зультате перемешивания зараженных и незараженных
слоев воды. Если подводный взрыв произошел вблизи
суши, то прибрежная местность может оказаться зара-
женной радиоактивными веществами как в результате
радиоактивного дождя, выпадающего из слоисто-куче-
вого облака, так и вследствие выбрасывания на берег
радиоактивной зараженной воды.
Сильным радиоактивным заражением местности ха-
рактеризуется подземный атомный взрыв. При этом
взрыве большая часть радиоактивных продуктов взрыва
смешивается с грунтом и может оседать на значитель-
ных расстояниях от места взрыва.
На степень радиоактивного заражения местности су-
140
щественное влияние могут оказать метеорологические
условия. Дождь или снег могут ускорить осаждение ра-
диоактивных веществ и тем самым усилить заражение.
Приземный ветер, поднимая пыль с зараженной поверх-
ности земли, может явиться причиной усиления зараже-
ния воздуха в районе атомного взрыва, особенно если
местность лишена растительного покрова, так как при
этом происходит более сильное пылеобразование.
3. Полевые дозиметрические измерения
Основные характеристики заражения. Полевые дози-
метрические измерения являются одним из основных ме-
роприятий, проводимых для предупреждения возмож-
ного поражения людей, находящихся непосредственно на
радиоактивно зараженной местности и за ее пределами,
если они соприкасаются с зараженными предметами
(вывезенные из района заражения боевая техника, сна-
ряжение и т. д.). Поэтому такие измерения следует рас-
сматривать в тесной связи с поражающим действием ра-
диоактивных веществ.
Поражение человека на радиоактивно зараженной
местности возможно как в результате внешнего облуче-
ния, так и внутреннего, создаваемого радиоактивными
веществами, попавшими внутрь организма (с воздухом,
водой, пищей).
В связи с двумя возможными путями поражения че-
ловека на радиоактивно зараженной местности прово-
дятся два вида дозиметрических измерений: рентгеномет-
рические измерения — определение ионизирующего дейст-
вия излучений, воздействующих на организм извне, и ра-
диометрические измерения — определение количества
радиоактивных веществ. Если рентгенометрические изме-
рения имеют основной целью предупредить поражение че-
ловека в результате внешнего облучения, то радиометри-
ческие измерения — предупредить попадание радиоактив-
ных веществ внутрь организма или на открытые участки
тела.
Люди, находящиеся на радиоактивно зараженной ме-
стности вне укрытий, подвергаются непрерывному внеш-
нему облучению. Может ли человек в этом случае нахо-
диться на зараженной местности, не подвергаясь опас-
ности? Да* может. Как известно, степень поражения
141
организма ионизирующими,излучениями прежде всего за-
висит от величины дозы. Чем больше доза излучения,
тем больше степень ионизации ткани и тем больше ее
повреждение. Однако человеческий организм обладает
замечательным свойством восстановления поврежденных
тканей, если они подверглись действию излучения, соз-
давшего небольшие дозы. Если человек не подвергается
сильному облучению, он может без ущерба своему здо-
ровью находиться на зараженном участке местности.
Степень заражения участка местности принято харак-
теризовать мощностью дозы, которую применительно к
полевым дозиметрическим измерениям называют уров-
нем радиации.
Уровень радиации измеряется в рентгенах в час. Чем
больше уровень радиации, тем более опасен зараженный
участок для пребывания на нем незащищенных людей.
Например, участок считается зараженным, если уровень
радиации гамма-излучения достигает десятых долей
p/час, и опасно зараженным, если уровень радиации бо-
лее 100 р/час.
Как уже отмечалось, в настоящее время принято счи-
тать, что допустимая доза при однократном облучении
всего организма гамма-лучами равна 50 рентгенам. От-
сюда следует, что на зараженном участке с уровнем ра-
диации 5 p/час люди могут пребывать без особого вреда
для своего здоровья 10 часов. Однако если уровень ра-
диации гамма-излучения 100 p/час, то время пребывания
людей должно быть меньше часа. При действии на ра-
диоактивно зараженной местности важно знать не
только величину уровня радиации, но и характер излуче-
ний, которыми он создается.
С точки зрения поражения внешним облучением
гамма-лучи наиболее опасны, что объясняется их боль-
шой проникающей способностью. Энергия испускаемых
на радиоактивно зараженной местности гамма-квантов
лежит в пределах от десятых долей Мэв до одного Мэв
и более. Поэтому гамма-излучение на радиоактивно за-
раженной местности принято характеризовать некоторым
средним значением энергии гамма-кванта, которое при-
близительно равно 0,7 Мэв.
В табл. 13 приведены величины слоев половинного ос-
лабления, соответствующих энергии гамма-кванта
= 0,7 Мэв, для различных сред.
142
Таблица 13
Слои половинного ослабления гамма-излучения в различных
средах для Е^ = 0,7 Мэв (узкий пучок)
Вещество Жизые ткани Воздух Вода Свинец Грунт Бетон
Слой половин- ного ослабления 10 СМ 70 М 8,8 СМ 0,66 СМ 6 СМ 4 см
Из анализа данных этой таблицы можно сделать сле-
дующие выводы:
1. Гамма-лучи, проходя через тело человека, ослаб-
ляются всего лишь в 3—4 раза, их проникновение внутрь
тела без особого ослабления может вызвать поражение
жизненно важных органов человека.
2. Гамма-лучи слабо поглощаются воздухом, по-
этому поражение человека возможно на значительных
удалениях от поверхности зараженного участка, если он
сильно заражен.
3. Создание индивидуальных средств защиты (специ-
альные костюмы, накидки и т. д.) от внешнего облуче-
ния гамма-излучением исключено, так как даже слой
свинца толщиной 0,66 см ослабляет интенсивность гамма-
излучения всего лишь в 2 раза. Основным мероприятием,
обеспечивающим предупреждение поражения людей этим
излучением, является соблюдение норм времени пребыва-
ния на радиоактивно зараженной местности или исполь-
зование укрытий с защитными толщами из грунта,
бетона и т. д.
Альфа-лучи совершенно безопасны с точки зрения
поражения внешним облучением, так как они полностью
поглощаются слоем воздуха толщиной в несколько сан-
тиметров и одеждой. Поэтому рентгенометрические изме-
рения альфа-лучей на зараженной местности не прово-
дятся.
Пробег в воздухе бета-частиц, излучаемых радиоак-
тивными продуктами взрыва, не превышает 10—15 м.
Но и таким пробегом обладает незначительная часть
бета-частиц. Если поток бета-частиц на высоте 10 см над
зараженной поверхностью принять за единицу, то на
высоте ладоней рук стоящего человека он будет ослаб-
143
лен в несколько раз, а на высоте головы — еще больше.
Следовательно, наибольшему воздействию бета-частиц
подвергаются ноги человека. Однако сапоги, надетые на
ноги с портянкой из плотной ткани, практически полно-
стью поглощают бета-излучения. Обмундирование и ши-
нель также ослабляют бета-излучение. Поэтому ионизи-
рующее действие бета-лучей следует учитывать только в
том случае, если на высоте около метра мощность дозы
бета-излучения в несколько раз превышает мощность
дозы гамма-излучения.
Таким образом, основной рентгенометрической ха-
рактеристикой заражения является уровень радиации
гамма-излучения.
Уровень радиации гамма-излучения в тех случаях,
когда заражение местности обусловлено главным обра-
зом радиоактивными продуктами деления, меняется с те-
чением времени по закону
(18)
\ Ч) /
где Ро — уровень радиации в некоторый момент to
после взрыва;
Pt—уровень радиации в момент времени t.
Попадание радиоактивных веществ внутрь организма
может происходить при вдыхании радиоактивно зара-
женного воздуха, при употреблении зараженных продук-
тов питания, воды, а также при непосредственном сопри-
косновении людей с зараженной техникой и другими
предметами.
Нужно помнить, что радиоактивные вещества, рас-
пределенные по поверхности какого-либо предмета, мо-
гут быть совершенно безопасны с точки зрения внешнего
облучения, но опасны при непосредственном соприкосно-
вении человека с зараженной поверхностью, так как при
этом всегда создается возможность попадания радиоак-
тивных веществ внутрь организма. Поэтому боевая тех-
ника и другие зараженные предметы даже при удалении
их с радиоактивно зараженной местности могут быть
опасны для человека, если не приняты соответствующие
меры предосторожности.
От попадания радиоактивных веществ внутрь орга-
низма и на открытые участки тела существуют простые
и надежные способы защиты. Противогаз полностью за-
144
щищает от попадания радиоактивных веществ внутрь ор-
ганизма, а также от заражения ими кожных покровов
лица и головы. Если по каким-либо причинам отсутст-
вует противогаз, то для защиты органов дыхания могут
быть использованы подручные средства: полотенце, но-
совой платок, вата, марля. Защитный костюм, накидка,
чулки, перчатки предохраняют от заражения радиоак-
тивными веществами открытые участки тела, а также
обмундирование, обувь и снаряжение.
Своевременное использование индивидуальных средств
противохимической защиты в сочетании со строгим со-
блюдением правил поведения на радиоактивной зара-
женной местности, а также санитарная обработка людей
и дезактивация вооружения, техники, обмундирования
позволяют полностью устранить попадание радиоактив-
ных веществ внутрь организма или поражение ими от-
крытых участков тела.
Степень заражения радиоактивными веществами лю-
дей, воздуха, воды, техники, вооружения и других пред-
метов оценивается по количеству радиоактивного веще-
ства, находящегося на единице зараженной поверхности
или соответственно в единице объема зараженного воз-
духа, воды.
Мы уже знаем, что количество радиоактивного веще-
ства измеряется не в единицах веса, а по его активности,
то есть по числу распадающихся атомов за единицу вре-
мени. В связи с этим степень заражения поверхностей
радиоактивным веществом измеряется числом распадов
атомов за одну минуту на одном квадратном сантиме-
тре; жидкостей — числом распадов в кубическом санти-
метре за одну минуту и воздуха — числом распадов в
1 л за 1 минуту.
Если при внешнем облучении наиболее опасными яв-
ляются гамма-активные вещества ввиду большой прони-
кающей способности их излучений, то при попадании
внутрь организма наиболее опасными являются веще-
ства, излучающие альфа-частицы. Попадая внутрь ор-
ганизма, альфа-активные вещества ввиду небольшой
проникающей способности их излучений могут вызвать
лишь повреждение тех органов, вблизи которых они на-
ходятся. Однако действие этих веществ столь сильное,
что даже местное поражение ими является очень опас-
ным.
|0 Н П Петров и В П Сырнев
145
Бета-активные вещества при попадании внутрь орга-
низма менее опасны, чем альфа-активные вещества, од-
нако количество альфа-активных веществ в радиоактив-
ных продуктах атомного взрыва составляет ничтожную
долю по сравнению с количеством бета-активных ве-
ществ. Поэтому практически основная опасность пораже-
ния человека на радиоактивно зараженной местности в
результате попадания радиоактивных веществ внутрь
организма или на открытые участки тела обусловли-
вается бета-активными веществами.
В связи с этим основной радиометрической характе-
ристикой заражения является степень заражения бета-
активными веществами, измеряемая по числу бета-рас-
падов за одну минуту на единице поверхности или в еди-
нице объема.
Наземная радиационная разведка. Радиационная раз-
ведка ведется непрерывно, днем и ночью, так как свое-
временное обнаружение заражения местности радиоак-
тивными веществами позволит избежать поражения ими
личного состава.
Как уже отмечалось, степень заражения участка при-
нято оценивать величиной уровня радиации гамма-излу-
чения. Дозиметрические приборы, предназначенные для
измерения уровня радиации, получили название рентге-
нометров. Кроме рентгенометров, для обнаружения
радиоактивного заражения радиационной разведкой мо-
гут также использоваться простейшие дозиметрические
приборы — индикаторы радиоактивности.
Границы зараженных участков обозначаются зна-
ками ограждения. Обычно знаки ограждения устанавли-
ваются на границе участка с уровнем радиации порядка
десятых долей p/час. Однако по указанию командира
знаки ограждения могут устанавливаться также для обо-
значения участков с более высокими уровнями радиации.
При отсутствии табельных знаков границы зараженных
участков обозначаются с помощью подручных средств.
При оценке уровней радиации следует иметь в виду,
что величина их зависит от времени, прошедшего после
взрыва, и от высоты измерения. Поэтому на оградитель-
ных знаках всегда указывается время и день измерения,
а само измерение уровней радиации для оценки степени
заражения местности производится на высоте 0,7—1 м.
Уровень радиации на высоте 0,7—1 м примерно средний
146
между уровнем на поверхности земли и на высоте роста
человека, что позволяет с достаточной точностью судить
о воздействии излучения на организм в целом.
Местные экранирующие предметы также оказывают
заметное влияние на величину уровня радиации. Напри-
мер, в окопе уровень радиации меньше, чем на открытой
местности, потому что стенки окопа заметно ослабляют
излучение радиоактивных веществ, лежащих на откры-
той поверхности. Глыбы земли, камни, строения также
могут создавать ослабление уровней радиации. Все эти
обстоятельства должны учитываться при проведении из-
мерений уровней радиации.
Воздушная радиационная разведка. Воздушная ра-
диационная разведка производится с помощью дозимет-
рических приборов, установленных на самолетах и вер-
толетах, путем последовательного облета участков мест-
ности по заданным маршрутам.
Задачами воздушной разведки являются обнаружение
(засечка) радиоактивно зараженных участков местности
и ориентировочная оценка уровней радиации у поверх-
ности земли.
В силу значительной проникающей способности гам-
ма-излучения в воздухе дозиметрические приборы, уста-
новленные на самолете (вертолете), позволяют обнару-
живать участки местности, зараженные гамма-актив-
ными веществами, на высотах, заметно превышающих
безопасные высоты полета самолета (вертолета).
Использование авиации позволяет произвести радиа-
ционную разведку по обнаружению зараженных участ-
ков на обширной площади и больших удалениях за ко-
роткие промежутки времени. Это весьма положительное
качество воздушной разведки позволяет рационально
спланировать и значительно ускорить проведение назем-
ной разведки, а также своевременно принять меры по
защите войск и гражданского населения от поражения
радиоактивными веществами. Большим преимуществом
данного способа разведки является также возможность
его осуществления независимо от характера разрушений
в районе, подвергшемся воздействию атомного взрыва.
Тем не менее воздушную разведку следует рассмат-
ривать лишь как предварительную разведку, и она не
может полностью заменить наземной радиационной раз-
10
147
ведки, особенно в тех случаях, когда разведываемый
район важен в военном отношении.
Дозиметрический контроль. Дозиметрический конт-
роль внешнего облучения проводится для того, чтобы не
допустить облучение личного состава выше допустимых
норм. Он состоит в измерении доз облучения, получае-
мых личным составом при действии на радиоактивно за-
раженной местности, а также при проведении работ по
дезактивации зараженной техники, оружия и имущества.
Контроль облучения принято подразделять на индивиду-
альный и групповой/
Индивидуальный контроль облучения проводится для
определения доз облучения, полученных каждым челове-
ком за время его действия на зараженной местности. До-
зиметрические приборы, служащие для такого контроля,
получили название индивидуальных дозиметров. Дози-
метр измеряет суммарную дозу в рентгенах.
Групповой контроль проводится в тех случаях, когда
личный состав подразделения действует примерно в од-
них и тех же условиях и, следовательно, получает при-
мерно одну и ту же дозу облучения. При использовании
для группового контроля индивидуальных дозиметров
они выдаются двум — трем человекам. По показаниям
дозиметров определяется средняя доза облучения, полу-
ченная всем личным составом.
Дозиметрический контроль радиоактивного зараже-
ния проводится для принятия своевременных мер за-
щиты от попадания радиоактивных веществ внутрь орга-
низма или на открытые участки тела. Для этой цели про-
изводится измерение степени загрязнения (заражения)
радиоактивными веществами различных поверхностей и
объемов.
Как уже отмечалось, на радиоактивно зараженной
местности наиболее опасными при попадании внутрь
организма являются бета-активные вещества, поэтому
степень заражения оценивается по числу бета-распадов.
Приборы, служащие для определения степени зараже-
ния (загрязнения), получили название радиометров.
Дозиметрический контроль заражения проводится
обычно после выхода личного состава из зараженной
зоны, а также при проведении полной санитарной обра-
ботки и дезактивации. Если измерения показывают, что
степень заражения выше допустимых норм, то люди под-
148
Таблица- 14
Сводная характеристика полевых дозиметрических измерений
4^ СО Измерения Тип прибора Основное назначе- ние прибора Измеряемая величина Единица измерения Основные измерения
Рентгено- метрические Индикатор радиоактивности Обнаружение радиоактивности Уровень радиации рентген, час По гамма- излучению
Рентгенометр Оценка степени заражения местности Уровень радиации рентген. час То же
Дозиметр Контроль внеш- него облучения Доза облучения Рентген
Радио- метрические Радиометр Контроль заражения Степень заражения распад. МИН СМ2 распад. МИН см3 И т. д. По бета- заражению
вергаются санитарной обработке, а оружие, техника,
имущество и продовольствие дезактивации.
В табл. 14 дана сводная характеристика полевых до-
зиметрических измерений.
IV. ДОЗИМЕТРИЧЕСКИЕ ПРИБОРЫ
1. Индикаторы бета-, гамма-излучений
Основным назначением индикатора радиоактивности
является обнаружение бета-, гамма-излучений и грубая
оценка их интенсивности. Индикатор должен иметь до-
статочную чувствительность, быть простым в эксплуата-
ции и всегда готовым к работе.
Индикатор радиоактивности ДП-62. На рис. 40 приве-
дена упрощенная схема индикатора. Схема состоит из
Зм ом
+
4008
U Счетчик СТ03
Неоновая лампочка
Накопительный конденсатор
Рис. 40 Упрощенная электрическая схема инди
катора ДП-62
газоразрядного галогенного счетчика СТС-5, неоновой
лампочки, накопительного конденсатора и сопротивле-
ния. В момент включения прибора постоянное напряже-
ние (околов 400 вольт) практически полностью подается
на счетчик, так как его емкость (10—15 пикофарад)
много меньше емкости накопительного конденсатора С
(20 000 пикофарад). При наличии бета- или гамма-излу-
чений в счетчике возникают импульсы разряда, которые
постепенно заряжают накопительный конденсатор, повы-
шая напряжение на его обкладках и одновременно пони-
жая на такую же величину напряжение на счетчике. Как
150
только напряжение на накопительном конденсаторе до-
стигнет напряжения зажигания неоновой лампочки, < в
ней вспыхнет разряд, напряжение на конденсаторе
резко упадет и лампочка потухнет. При непрерывном
воздействии излучения на счетчик этот процесс будет пе-
риодически повторяться, то есть будут наблюдаться
вспышки неоновой лампочки, повторяющиеся с опреде-
ленной частотой. Увеличение интенсивности излучения
вызовет более частые вспышки неоновой лампочки, и на-
оборот. Сопротивление 3 Мом в цепи анода счетчика слу-
жит для ограничения тока в импульсах разряда счет-
чика.
Первичным источником питания индикатора является
ручной генератор переменного тока от электродинамиче-
ского карманного фонаря. Развиваемое генератором на-
пряжение (~5,5 вольт) при помощи трансформатора
преобразуется в высокое напряжение, которое выпрям-
ляется селеновым выпрямителем и через сглаживающий
фильтр подается на счетчик СТС-5. Для стабилизации
этого напряжения служит цепь из дополнительной об-
мотки трансформатора, неоновой лампочки и сопротив-
ления. При определенной скорости вращения генератора
в дополнительной обмотке возбуждается напряжение,
достаточное для зажигания неоновой лампочки, и в ее
цепи потечет ток. Дальнейшее увеличение числа оборотов
генератора и силы тока в первичной обмотке будет ком-
пенсироваться ростом тока через неоновую лампочку,
и напряжение на счетчике останется практически неиз-
менным.
Внешний вид индикатора показан на рис. 41. Индика-
тор состоит из двух жестко связанных частей — электро-
динамического генератора и собственно индикатора. Ин-
дикатор выполнен в виде продолговатой коробки-кожуха,
в котором заключено шасси с креплением на нем всех
деталей. В верхнюю стенку кожуха вмонтированы линза
лампы стабилизатора напряжения (красного цвета) и
линза индикаторной лампы. Последняя имеет выступаю-
щий цилиндрический экран, облегчающий наблюдение за
вспышками в солнечный день. В дне кожуха имеется
окно из тонкого целлулоида, через которое бета-частицы
могут проникать в счетчик. При индикации только гам-
ма-излучения окно закрывается металлическими откид-
ными дверцами.
151
В собранном виде индикатор переносится в сумке на
ремне через плечо. Общий вес с сумкой — 1,5 кг, вес ин-
дикатора — 720 г. Перед началом работы индикатор
вынимается из сумки, освобождается защелка рычага
генератора и путем плавных нажатий на рычаг генера-
тор приводится в действие. Частота нажатий должна
быть такой, чтобы непрерывно горела лампочка стаби-
Рис. 41 Индикатор радиоактивности ДП-62
лизатора. Если при этом в течение 20 секунд не появи-
лось вспышек индикаторной лампочки, значит, интен-
сивность гамма-излучения находится ниже предела чув-
ствительности индикатора. При большой интенсивности
излучения будет наблюдаться непрерывное свечение ин-
дикаторной лампочки.
Индикатор сохраняет работоспособность в диапазоне
температур окружающего воздуха от —20° С до +50° С
при относительной влажности до 98%.
Индикатор типа РМ-2. Индикатор позволяет опреде-
лять наличие гамма-излучения и оценивать его интенсив-
ность в пределах от 0 до 1 миллирентгена в час. Инди-
кация производится по звуковым или световым сигна-
лам. Весь прибор свободно размещается в кармане. Уп-
равление прибором производится при помощи двух кно-
пок. Питание осуществляется от малогабаритной бата-
реи с напряжением 200 вольт. Срок непрерывной работы
от одной батареи — до 300 часов. В качестве детектора
излучений применены два галогенных счетчика типа
СТС-1.
152
Схема индикатора приведена на рис. 42. При нажа-
тии кнопки Ki конденсатор Ci подключается параллельно
батарее и заряжается до напряжения 200 вольт. Когда
кнопка Ki отпущена, заряженный конденсатор Ci под-
ключается последовательно с батареей, вследствие чего
на счетчик через нагрузку R подается напряжение
400 вольт, обеспечивающее его нормальную работу.
Рис. 42. Принципиальная схема индикатора РМ-2
При возникновении разряда в счетчике отрицатель-
ный импульс напряжения подается на сетку холодного
тиратрона Л2, который дает короткую вспышку. Им-
пульс тока от тиратрона Jh при отпущенной кнопке Кд
проходит через тиратрон Л± и телефон. Таким образом,
каждому импульсу разряда в счетчиках будет соответ-
ствовать щелчок в телефоне и вспышка сигнального ти-
ратрона Лх, которую можно наблюдать в глазок, сделан-
ный в торце корпуса индикатора. В условиях натураль-
ного фона будет наблюдаться 15—*30 сигналов в минуту.
При наличии гамма-излучения число сигналов возрастет
пропорционально мощности дозы.
Если интенсивность гамма-излучения настолько вс-
лика, что счет числа сигналов становится затруднитель-
ным, нажимается кнопка Кг. В этом случае импульсы
тока от тиратрона Л2 протекают через конденсатор Сг,
который отдает свой заряд конденсатору Сз, постепенно
повышая напряжение на нем. Когда это напряжение до-
стигнет потенциала зажигания тиратрона Л±, последний
вспыхнет и в телефоне появится щелчок; одновре-
менно конденсатор Сз разрядится. Таким образом, число
153
Рис. 43. Внешний вид индикатора
РМ-2
сигналов будет пропорционально определенной серии раз-
рядов счетчика.
Внешний вид прибора показан на рис. 43. Прибор
представляет собой плоскую пластмассовую коробку, со-
бранную из двух частей — корпуса и крышки. Для гер-
метизации на крышке закреплена резиновая прокладка.
Детали схемы прибора и батарея размещены в корпусе
прибора. В верхней ча-
сти корпуса и крышки,
напротив счетчиков
СТС-1, имеются выре-
зы, через которые в
счетчик могут прони-
кать жесткие бета-ча-
стицы. Обе кнопки мо-
гут быть зафиксирова-
ны в нажатом положе-
нии путем поворота их
по часовой стрелке.
В нерабочем состоя-
нии и при хранении
прибора кнопка Ki дол-
жна быть зафиксиро-
вана в нажатом поло-
жении, что обеспечива-
ет поддержание в за-
ряженном состоянии конденсатора Ci. В процессе измере-
ний необходимо периодически, не реже чем через
15—20 минут, нажимать и отпускать кнопку Кп При ра-
боте на более грубом поддиапазоне (кнопка /<2 нажата)
желательно подзаряжать конденсатор С4 более часто.
Индикатор может быть проградуирован по известной
мощности дозы гамма-излучения. Тогда по числу сигна-
лов в минуту может быть оценена мощность дозы гамма-
излучения в месте измерения.
2. Рентгенометры
Как уже указывалось, рентгенометры предназначены
для измерения уровней радиации на зараженной местно-
сти. Уровни радиации измеряются обычно в рентг/час,
поэтому шкала прибора градуируется в таких же едини-
цах. Диапазон рентгенометра должен быть достаточно
154
широким, чтобы можно было измерять уровни радиации
от десятых или даже сотых долей рентг/час до несколь-
ких сотен рентг/час. Прибор должен иметь малый вес и
габариты и обеспечивать измерения уровней радиации в
любых климатических условиях.
В качестве детектора гамма-излучения в современных
рентгенометрах применяются ионизационные камеры, га-
зоразрядные и сцинтилляционные счетчики. Наибольшее
распространение получили рентгенометры с ионизацион-
ными камерами вследствие того, что такие приборы по-
лучаются достаточно простыми и надежными в работе и
в то же время обеспечивают необходимую точность изме-
рения мощности дозы в широком диапазоне энергий
гамма-квантов. Прибор состоит из следующих основных
частей (блоков):
— ионизационной камеры;
— усилителя постоянного тока (ионизационного тока
камеры);
— регистрирующего электроизмерительного прибора;
— источника питания для усилителя и ионизацион-
ной камеры.
Полевой рентгенометр ДП-1Б. Рентгенометр предназ-
начен для измерений мощности дозы (уровней радиа-
ции) гамма-излучения и оценки интенсивности бета-излу-
чения в полевых условиях. Общий диапазон измерений —
от 0,02 до 400 рентген/час.
Детектором бета-, гамма-излучений является иониза-
ционная камера объемом около 800 см3. Ионизационные
токи камеры усиливаются однокаскадным усилителем
постоянного тока на электрометрическом тетроде типа
ЭМ-3. В качестве измерительного прибора применен мик-
роамперметр с пределами измерений 0—50 мка. Питание
рентгенометра осуществляется от сухих элементов и ба-
тарей.
Упрощенная схема рентгенометра приведена на
рис. 44. Принцип работы усилителя постоянного тока
был объяснен в главе II, здесь будут пояснены только
особенности схемы прибора.
В цепь управляющей сетки электрометрической
лампы включено несколько входных сопротивлений, по-
следовательно подключаемых к схеме с помощью пере-
ключателя. При помощи этих сопротивлений общий диа-
пазон измеряемых уровней радиации может быть разбит
155
Рис. 44. Упрощенная электрическая схема полевого рентгенометра
на ряд поддиапазонов, что повышает точность отсчета
по шкале измерительного прибора. Наиболее удобно
пределы измерений на различных поддиапазонах изме-
нять кратно 10. Тогда, если самый чувствительный под-
диапазон считать первым, при переходе на второй под-
диапазон величина входного сопротивления должна быть
уменьшена в 10 раз, при переходе на третий — в 100 раз
и т. д.
От батареи Бс на управляющую сетку лампы подается
начальное смещение около 3,2 вольта. В цепь накала
включено переменное сопротивление, позволяющее под-
держивать постоянным ток накала по мере разряда эле-
мента Бн.
В цепь анода лампы, последовательно с измеритель-
ным прибором, включено переменное сопротивление «Ре-
гулировка чувствительности». При помощи этого сопро-
тивления можно изменять коэффициент усиления лампы,
то есть в конечном счете чувствительность прибора к
гамма-излучению.
Для компенсации начального анодного тока лампы
служат батарея Б комп и два переменных сопротивления
«Установка нуля». Эти сопротивления отличаются по ве-
личине: большее сопротивление служит для предвари-
тельной приближенной установки нуля («грубо»), мень-
шее позволяет производить точное совмещение стрелки
измерительного прибора с нулевым делением шкалы
(«плавно»). Сопротивление «грубо» обычно регулируется
на заводе при первичной настройке прибора и в процессе
эксплуатации после смены лампы. При помощи сопро-
тивления «плавно» устанавливается нуль при измерениях
уровней радиации.
В процессе работы рентгенометра происходит непре-
рывный разряд батарей и элемента накала и постепенное
изменение их напряжений. Вследствие этого изменяется
начальный анодный ток и будет смещаться нуль измери-
тельного прибора. Для непрерывного контроля за уста-
новкой нуля в зараженной зоне при наличии уровней ра-
диации служит кнопка «Проверка нуля». При нажатии
этой кнопки замыкается накоротко входное сопротивле-
ние, ток камеры уже не создает напряжения на управ-
ляющей сетке лампы, и стрелка прибора должна уста-
новиться на нуль. Если этого нет, при нажатой кнопке
производится установка нуля.
157
Напряжение на ионизационную камеру подается от
батареи £кам, включенной последовательно с батареей
питания анода лампы и цепи компенсации. Напряжение
этих батарей выбрано такой величины, чтобы обеспечить
режим тока насыщения в камере при уровнях радиации
до 400 рентген/час.
Рис. 45. Внешний вид полевого рентгенометра
На рис. 45 показан внешний вид рентгенометра. Все
детали прибора смонтированы на внутренней стороне пе-
редней панели. С правой стороны передней панели рас-
положен отсек питания, куда вставляется блок питания
с укрепленными на нем батареями. Для предохранения
от механических повреждений органов управления и ми-
кроамперметра служит защитная крышка, которая при
работе с прибором откидывается и может закрепляться
на задней стенке.
Входные цепи рентгенометра и лампа ЭМ-3 смонти-
рованы в герметичном электрометрическом блоке, ук-
репленном слева на внутренней стороне передней панели.
В центре, на металлических скобах, укреплена ионизаци-
онная камера. Внешний электрод камеры, имеющий
форму прямоугольной коробки, изготовлен из пласт-
массы и покрыт изнутри слоем аквадага. В центре ка-
меры имеется стойка из пластмассы в виде пластины,
также покрытая аквадагом и составляющая одно целое
с внешним электродом. С внешней стороны боковые
158
стенки камеры заключены в алюминиевый экран толщи-
ной 2 мм.
Внутренний (собирающий) электрод представляет
прямоугольник из тонкого алюминиевого листа, располо-
женный вокруг стойки и закрепленный на двух янтарных
изоляторах, имеющих охранные кольца. Через один из
этих изоляторов в экранированном кабеле делается вы-
вод от собирающего электрода к сетке электрометриче-
ской лампы.
Наличие стойки в центре камеры и размещение внут-
реннего электрода вокруг нее параллельно стенкам ка-
меры позволяют получить практически равномерное элек-
трическое поле между внешним и внутренним электро-
дами. Это в свою очередь обеспечивает режим тока на-
сыщения при мощности дозы 400 рентген/час при сравни-
тельно небольшом напряжении на камере — около
110 вольт.
Дно камеры закрыто тонкой алюминиевой фольгой и
размещается непосредственно над окном, имеющимся в
дне кожуха прибора. Наличие этого окна, затянутого
тонкой целлофановой пленкой, не пропускающей влагу
в прибор, позволяет оценивать интенсивность бета-излу-
чения. При измерении мощности дозы только гамма-из-
лучения окно в кожухе прибора закрывается откидной
алюминиевой крышкой, поглощающей бета-частицы.
На боковых стенках кожуха нанесены взаимно пер-
пендикулярные линии, пересечение которых определяет
местоположение центра ионизационной камеры. От этой
точки отсчитывается расстояние до источника гамма-из-
лучения с известной активностью при проведении градуи-
ровки прибора. Переноска прибора осуществляется на
ремне, закрепляемом к штифтам, вделанным в боковые
стенки кожуха.
Порядок проведения измерений следующий. Перед
включением прибора вынимается блок питания и прове-
ряется наличие батарей и их подключение, после чего
блок вставляется на свое место.
Переключатель рода работ ставится в положение
«Накал», и с помощью отвертки реостатом «Накал»
стрелка измерительного прибора устанавливается
против красной риски «Un». После прогрева в те-
чение около 1 минуты, проверив еще раз напряжение на-
кала, перевести переключатель в положение «Камера» и
159
проверить напряжение на ионизационной камере. На-
пряжение можно считать нормальным, если стрелка от-
клонится на деление 0,1 или несколько больше.
Установив переключатель поддиапазонов в положе-
ние «хЮОО», переключатель рода работ перевести в
положение «Работа». Нажав кнопку «Пров, нуля», руч-
кой «Уст. нуля» установить стрелку прибора на нуль.
Отпустив кнопку, произвести измерение мощности дозы,
последовательно устанавливая переключатель поддиапа-
зонов в положения «хЮО», «хЮ», «х1» до тех пор, пока
стрелка прибора не отклонится на заметное количество
делений. Для большей уверенности проверить еще раз
установку нуля на поддиапазоне, где производятся изме-
рения.
При измерениях на первом поддиапазоне («х1») от-
счет показаний необходимо производить через 10 секунд
после включения его или проверки нуля вследствие влия-
ния постоянной времени входной цепи. На остальных
поддиапазонах отсчет показаний можно производить
практически мгновенно после включения.
Измерения мощности дозы гамма-излучения должны
производиться при закрытой крышке в дне кожуха при-
бора. Для оценки интенсивности бета-излучения произво-
дятся два измерения: с открытой и закрытой крышкой.
Разность показаний прибора при этих измерениях про-
порциональна интенсивности бета-излучения.
При измерениях на зараженной местности прибор раз-
мещается на груди оператора на высоте приблизительно
0,7 м от поверхности земли. После выхода из заражен-
ной зоны необходимо выключить рентгенометр для эко-
номии источников питания. Если условия работы позво-
ляют, желательно выключать прибор и в промежутках
между измерениями в зараженной зоне. Срок непрерыв-
ной работы рентгенометра от одного комплекта источ-
ников питания составляет 50 часов. Это время опреде-
ляется разрядом элемента накала и анодной батареи.
Батарея питания камеры практически не расходует энер-
гии, так как ток через камеру очень мал и значительно
меньше токов саморазряда самой батареи. Поэтому ба-
тарея обеспечивает питание камеры в течение всего
срока ее хранения.
Тщательное соблюдение правил эксплуатации гаран-
тирует длительную бесперебойную работу прибора. В
160
случае обнаружения каких-либо неисправностей опера-
тор должен прежде всего проверить источники питания.
Если источники питания исправны, а прибор не рабо-
тает, его необходимо отправить в ремонтную мастерскую.
После ремонта должна быть проверена градуировка при-
бора.
Прибор работоспособен в диапазоне температур
от —40° С до 4-50° С. Градуировка прибора обычно про-
изводится при температуре + 15° -4- 20° С, при этом гаран-
тируется точность измерений на любом поддиапазоне в
пределах ±2О|О/о от измеряемой величины. Дополнитель-
ная погрешность измерений при изменении температуры
окружающего воздуха составляет около 1°/о на градус
относительно измерений при температуре 20° С, Напри-
мер, прибор, проградуированный при температуре
+ 20° С, при температуре —40° С будет завышать
показания более чем на 6О°/о. Это завышение
объясняется увеличением плотности воздуха в объеме
камеры и ростом величины входного сопротивления с
понижением температур окружающего воздуха. Исклю-
чение этих ошибок может быть достигнуто путем градуи-
ровки прибора в тех же условиях, при которых произво-
дятся измерения уровней радиации.
Градуировка рентгенометра обычно производится с
помощью эталонного радиоактивного источника.
Эталонным источником может быть, например, ра-
диоактивный кобальт (Со60), активность которого приве-
дена в паспорте с указанием времени измерения (месяц,
число, год). Расчет мощности дозы на различных рассто-
яниях от кобальтового источника производится по фор-
муле
р= 1,35-Q
г2
где Р — мощность дозы в рентгенах в час;
Q — активность источника в кюри;
г — расстояние от источника в метрах.
С течением времени активность кобальтового источ-
ника уменьшается за счет распада радиоактивных атом-
ных ядер, причем за пять лет активность падает в 2 раза.
Поэтому, если с момента паспортизации источника про-
шло длительное время, необходимо в его активность вно-
сить поправку, величина которой приведена в табл. 15.
11 И, П. Петров и В П. Сырнев
161
Таблица 15
Время, прошедшее после Коэффициент К, на который
эталонирования источ- необходимо умножить
ника, в месяцах активность источника
4
8
12 (1 год)
16
20
24 (2 года)
28
32
36 (3 года)
40
44
48 (4 года)
52
56
60 (5 лет)
0,95
0,91
0,87
0,83
0,79
0,76
0,73
0,69
0,66
0,63
0,60
0,57
0,55
0,52
0,50
С учетом поправки на радиоактивный распад мощ-
ность дозы от кобальтового источника рассчитывается
по формуле
_ 1,35 • К • Q
~ г*
(19)
где Q — активность источника по паспорту в кюри;
К — коэффициент из табл. 15;
г — расстояние от источника в метрах.
При градуировке обычно проверяется соответствие
показаний прибора истинной мощности дозы в трех точ-
ках шкалы: в начале, середине и конце каждого поддиа-
пазона. Расстояние от источника, которому соответствует
заданная мощность дозы Р, находится по формуле
1 Г 1,35 - АГ • Q
|/ Р
Если Р = 0,3 рентгена в час, то
r = .1.35-^-Q==2 t ук ' Q м
162
Прибор устанавливается дном к источнику так, чтобы
расстояние от источника до центра ионизационной ка-
меры было равно г.
Если показания прибора не совпадают с рассчитанной
величиной мощности дозы, производится регулировка
чувствительности прибора до получения такого совпаде-
ния. Такая регулировка производится обычно на самом
чувствительном поддиапазоне в середине шкалы. Затем
производится проверка при других значениях мощности
дозы на этом же поддиапазоне (начало и конец шкалы),
а также на других поддиапазонах. Градуировка прибора
считается правильной, если отклонения показаний при-
бора от расчетной мощности дозы не превосходят по-
грешности, допустимой согласно инструкции к прибору.
Следует иметь в виду, что при градуировке рентгено-
метр нельзя размещать от источника на расстоянии
ближе 30—40 см, так как в этом случае расчетная мощ-
ность дозы не будет совпадать со средней мощностью
дозы для всего объема камеры. Для получения мощности
дозы 3 рентгена в час на расстоянии 30 см от источника
. п 3 .0,32
его активность в кюри должна быть Q = ——— =
35
= 0,2 кюри.
Для проверки прибора при мощности дозы 30 рент-
ген/час активность источника должна быть не менее
2 кюри.
При проведении градуировочных работ с большим ко-
личеством приборов необходимо строго следить за со-
блюдением правил безопасности при работе с радиоак-
тивными источниками и вести строгий учет доз, получен-
ных личным составом, проводившим градуировку.
Микрорентгенометр типа ПМР-1. Прибор предназна-
чен для измерений мощности дозы гамма-излучения в
диапазоне 0—5000 микрорентген (мкрентг.) в секунду
(0—18 рентген в час). Весь диапазон разбит на 4 под-
диапазона:
0,5—5 мкрентг/сек
5—50 »
50—500 »
500—5000 »
(1,8— 18 мрентг/час);
(18—ь-180 » );
(180-Н1800 » );
(1,8-г-18 рентг/час).
Переход с одного поддиапазона на другой осущест-
вляется при помощи переключателя. Шкала прибора ли-
п*
163
неиная и проградуирована в микрорентгенах в секунду.
Погрешность измерений при температуре +20° С и относи-
тельной влажности воздуха до 98°/о не превышает
±1О°/о от максимального значения шкалы. Прибор рабо-
тоспособен в пределах температур окружающего воздуха
от —20° С до +35° С. Погрешность измерений за счет из-
менения температуры не превышает —15% 'при +35° С
и 4-4О!°/о при температуре —20° С относительно погреш-
ности при +20° С.
Питание прибора производится от одного элемента
2С-У-8 и четырех батарей ГБ-22,5. Срок непрерывной
работы от одного комплекта источников питания не ме-
нее 60 часов. Вес прибора вместе с источниками пита-
ния не превышает 4 кг.
В качестве детектора гамма-излучения применена
ионизационная камера объемом около 1 л. Ионизацион-
ные токи усиливаются двухкаскадным усилителем посто-
янного тока на лампах ЭМ-4 и 1П4Б.
Упрощенная схема прибора приведена на рис. 45.
Нити накала обеих ламп соединены параллельно и пита-
ются от одной батареи Бн. Анодная цепь электрометри-
ческого триода питается от батареи Бдх с напряжением
около 5—8 вольт; питание анода лампы 1П4Б произво-
дится от батареи Б\2 с напряжением 45 вольт. Для ком-
пенсации начального тока лампы 1П4Б, в анодную цепь
которой включен измерительный прибор на 50 мка, слу-
жит батарея Бкожп с напряжением 22,5 вольт и потенци-
Рис. 46. Упрощенная электрическая
ПМР-1
схема микрорентгенометра
164
ометр «Установка нуля». Напряжение на ионизационную
камеру подается от последовательно соединенных бата-
рей 5а2 и Б комп.
Напряжение, создаваемое ионизационным током ка-
меры на входном сопротивлении /?вх, подается на сетку
электрометрического триода ЭМ-4. Нагрузочное сопро-
тивление /?к, равное 510 килоом, включено в цепь катода
ЭМ-4, как показано на схеме. При таком включении 7?к
в цепь первого каскада вводится глубокая отрицатель-
ная обратная связь, так как развиваемое на сопротив-
лении /?к Напряжение от полезного сигнала включено
навстречу напряжению UBX = /вх• RBX. Применение отри-
цательной обратной связи стабилизирует коэффициент
усиления первого каскада и уменьшает постоянную вре-
мени входной цепи. С нижнего конца сопротивления
напряжение сигнала подается на управляющую сетку
лампы 1П4Б, усиливается и измеряется микроампермет-
ром. Последовательно с микроамперметром включено пе-
ременное сопротивление для регулировки чувствитель-
ности всего прибора.
Отрицательное смещение на управляющие сетки
обеих ламп, равное —1,5-4 2 в, создается за счет па-
дения напряжения на сопротивлении от анодного
тока триода ЭМ-4. Отсюда следует, что любое изменение
режима работы этой лампы (изменение напряжений на-
кала и анода, потеря эмиссии) будет вызывать уход
нуля измерительного прибора. Кроме того, изменение
напряжения батареи Б&2, и особенно напряжения накала,
влияет на коэффициент усиления лампы 1П4Б, то есть
на чувствительность прибора в целом.
Внешний вид прибора показан на рис. 47. Все детали
схемы, кроме ионизационной камеры, смонтированы на
передней .панели и размещаются в 'герметичном алю-
миниевом кожухе. Ионизационная камера плоского
типа помещена в дне кожуха во всю его длину и состав-
ляет с кожухом одно целое. Стенки ионизационной ка-
меры выложены проводящей пластмассой.
Лампы прибора, плата переключателя и входные со-
противления смонтированы в специальном герметич-
ном блоке. В передней стенке кожуха имеется окно, за-
крытое крышкой, в котором видны шлицы переменных
сопротивлений для градуировки поддиапазонов, регули-
ровки режима лампы и грубой установки нуля. Комплект
L65
батарей питания помещается в отдельном отсеке с откид-
ной крышкой, на внутренней стороне которой имеется
схема включения батарей. На передней панели размещены
органы управления, измерительный прибор типа М-494 и
Рис. 47. Внешний вид микрорентгено-
метра ПМР-1
ручка для переноса ми-
крорентгенометра.
Порядок работы с
прибором следующий.
Переключатель устано-
вить в положение «Про-
грев» и с помощью от-
вертки отрегулировать
переменное сопротивле-
ние «Накал» так, чтобы
стрелка прибора уста-
новилась против крас-
ной риски [/н на шкале.
После прогрева в
течение 5 минут устано-
вить переключатель в
положение «Контр.»,
одновременно нажать
кнопку «Контр, нуля».
Ручкой «Уст. нуля»
установить стрелку на
нуль. Отпустить кнопку
«Контр, нуля», при этом
стрелка прибора долж-
на отклониться на опре-
деленное число делений,
указанное в паспорте к
прибору. При необходи-
мости переменным сопротивлением «Рег. чувств.» устано-
вить стрелку прибора на указанное число делений. Затем
переключатель устанавливается на необходимый поддиа-
пазон и производятся измерения мощности дозы гамма-
излучения. Измерения на самом чувствительном поддиа-
пазоне (положение переключателя «5») следует произво-
дить в течение 15 секунд, чтобы исключить влияние по-
стоянной времени входной цепи. В процессе работы перио-
дически проверять установку нуля путем нажатия кнопки
«Контр, нуля».
После примерно 20 часов непрерывной работы вслед-
166
ствие разряда батарей и изменения тока эмиссии ламп
для установки стрелки на нуль и получения необходи-
мой чувствительности в положении переключателя
«Контр.» часто бывает необходимо регулировать режим
работы ламп и производить грубую установку пуля при
помощи сопротивлений, выведенных под шлиц в окно
кожуха прибора. Подобные же операции необходимо про-
изводить при смене одной или обеих ламп.
Рентгенометр на газоразрядных счетчиках. Выше мы
описали два типа полевых рентгенометров, имеющих
сравнительно большую чувствительность и требующих
определенных навыков для правильной их эксплуатации.
В настоящее время создано большое количество других
типов рентгенометров, имеющих в качестве детекторов
излучений ионизационные камеры или газоразрядные
счетчики, работающие в токовом режиме. Эти приборы,
как правило, более просты по устройству и в эксплуата-
ции за счет сокращения количества органов управления,
но менее чувствительны. Рентгенометры на газоразряд-
ных счетчиках имеют значительный «ход с жесткостью»
в области мягких гамма-квантов (~0,1 Мэв) и могут
дать значительные ошибки при измерении мощности
дозы мягкого рентгеновского излучения. На зараженной
местности, где имеется смешанное гамма-излучение с
квантами различных энергий, такие приборы, видимо,
позволят достаточно точно измерять уровни радиации.
На рис. 48 приведена схема рентгенометра с приме-
нением газоразрядных счетчиков. Последовательно с од-
ним из счетчиков, в зависимости от положения переклю-
чателя 77, включается измерительный прибор — микро-
амперметр, измеряющий средний ток через счетчик при
воздействии на него гамма-излучения. Величина сред-
него тока через счетчик в определенной области прямо
пропорциональна логарифму мощности дозы. Таким об-
разом, шкала прибора в отличие от рентгенометров на
ионизационных камерах будет иметь логарифмический
характер. Это позволяет на каждом поддиапазоне пере-
крывать большие пределы уровней радиации (25—
30 раз вместо 10 раз на линейной шкале) при сохране-
нии достаточной точности измерений. Тем самым можно
сократить количество поддиапазонов рентгенометра при
сохранении широкого общего диапазона измеряемых
уровней радиации. Изменение пределов измерений на
167
различных поддиапазонах производится путем включения
в схему счетчиков различной чувствительности, как пока-
зано на рис. 48. Сопротивления и /?2 и полуперемен-
ные емкости Ci и С2 служат для градуировки прибора и на
переднюю панель не выводятся. Таким образом, единст-
венным органом управления рентгенометра является пе-
Рис. 48. Электрическая схема рентгенометра
на газоразрядных счетчиках, работающих в то-
ковом режиме
реключатель поддиапазонов, имеющий дополнительное
положение «Выключено», в котором отключаются источ-
ники питания.
Важным преимуществом такого рентгенометра яв-
ляется небольшое потребление тока от источника пита-
ния вследствие отсутствия электрометрической лампы с
цепями накала и анода. Ток через счетчик при макси-
мальной мощности дозы на каждом поддиапазоне не
превышает 50—100 мка. Поэтому для питания схемы мо-
жет быть применена малогабаритная батарея или один
сухой элемент с преобразователем низкого напряжения
в высокое на кристаллических триодах.
Малые размеры газоразрядных счетчиков по сравне-
нию с ионизационными камерами, простота схемы и ее
экономичность позволяют создать также рентгенометры
со значительно меньшим весом и габаритами по срав-
нению с рентгенометрами на ионизационных камерах.
168
3. Дозиметры индивидуального контроля облучения
Дозиметры индивидуального контроля облучения
позволяют определить дозу, полученную отдельным че-
ловеком, подвергавшимся воздействию гамма-излучения
В качестве таких дозиметров может быть применена
фотопленка с различной чувствительностью к гамма-из-
лучению. Однако как в полевых, так и в лабораторных
условиях необходимость иметь фотолаборатории для об-
работки пленки и достаточно сложный процесс самой
обработки делают необходимым применение других ме-
тодов измерения доз. Среди этих методов наиболее про-
стым, достаточно чувствительным и удобным в эксплуа-
тации оказался метод измерения доз с помощью малога-
баритных ионизационных камер. Применение камер с
воздухоэквивалентными стенками позволяет правильно
измерять дозы в весьма широком диапазоне энергий гам-
ма-квантов.
Сущность метода заключается в следующем. Если к
ионизационной камере, имеющей емкость Ск, подклю-
чить на короткое время батарею с напряжением U, то
камера получит заряд Q, равный
Q = ck- и.
При воздействии на такую камеру гамма-излучения в
ее рабочем объеме образуются ионы, которые движутся
к электродам камеры, уменьшая их заряд. Уменьшение
заряда, а следовательно, и уменьшение напряжения ме-
жду электродами будет прямо пропорционально полному
количеству образовавшихся ионов, то есть в конечном
счете пропорционально дозе излучения. Таким же обра-
зом, при достаточно тонких стенках, можно измерять и
дозы бета-излучения.
Путем подбора величины рабочего объема, емкости и
зарядного напряжения можно сконструировать камеры,
которые позволяли бы измерять дозы от сотых долей
рентгена до десятков и сотен рентгенов. Камеры первого
типа находят применение в условиях систематической
работы с ионизирующими излучениями, когда допусти-
мая доза за рабочий день составляет менее 0,05 рент-
гена. Камеры второго типа находят применение при
кратковременных облучениях, когда допускаются дозы
до нескольких десятков рентгенов.
169
Комплект индивидуального дозиметрического контроля
ДП-21 Б. Комплект
Рис. 49. Конструкция
малогабаритной иони-
зационной камеры
(дозиметра):
1 — конденсатор с дер-
жателем: 2 — резиновая
диафрагма, 3 — гайка,
4 и 5 — пробки; 6 — кор-
пус; 7 — держатель; 8 —
алюминиевый стержень;
9 — резиновое кольцо;
10 — контакт
состоит из зарядно-измерительного
пульта и малогабаритных ионизаци-
онных камер, позволяющих измерять
дозы в пределах от 0,5 до 5 рентгенов
или от 5 до 50 рентгенов. Вес иониза-
ционной камеры не превышает 30 г.
Ее конструкция показана на рис. 49.
Корпус камеры изготовлен из
алюминиевой трубки 6 диаметром
около 13 мм, длиной 115 мм и яв-
ляется одним из электродов. Внутри
трубки размещен конденсатор 1 ем-
костью около 370 пикофарад. Один
вывод конденсатора соединен с дер-
жателем /, который с помощью гай-
ки 3 прижимается к корпусу камеры.
Второй вывод конденсатора в виде
алюминиевого стержня 8 является
внутренним электродом камеры. Че-
рез контакт 10, запрессованный в ре-
зиновой диафрагме 2, на внутренний
электрод подается напряжение с за-
рядно-измерительного пульта. С тор-
цов камера закрыта завинчивающи-
мися эбонитовыми пробками 4 и 5,
под одной из которых крепится дер-
жатель 7 для крепления камеры к
одежде. На конце внутреннего элек-
трода надето резиновое кольцо 9 для
предохранения замыкания его на
корпус при тряске. К изолятору кон-
денсатора 1 предъявляются очень вы-
сокие требования. Утечка заряда по
изолятору будет уменьшать напря-
жение на конденсаторе так же,
как и воздействие излучения,
что может привести к большим
ошибкам в определении дозы.
Поэтому одним из основных требо-
ваний, предъявляемых к камере, яв-
ляется небольшая утечка заряда или,
как принято говорить, небольшой
170
саморазряд ее, в основном определяемый саморазрядом
конденсатора.
Доза в 1 рентген приводит к уменьшению напряжения
между электродами камеры на 3 вольта. Следовательно,
доза в 50 рентгенов вызовет падение напряжения на
150 вольт. Но на камере после дозы 50 рентгенов еще
должно остаться какое-то напряжение для обеспечения
режима тока насыщения, иначе пропорциональность ме-
жду дозой и изменением напряжения нарушится. По этой
причине камера заряжается напряжением в 200 вольт.
При измерениях доз в диапазоне 0—5 рентгенов приме-
няется такая же камера, заряжаемая до напряжения
20 вольт. Таким образом, для перекрытия всего диапа-
зона от 0,5 до 50 рентгенов необходимо иметь две ка-
меры.
Зарядку камер осуществить сравнительно несложно,
достаточно иметь батарею с необходимым напряжением
и вольтметр, который позволял бы контролировать за-
рядку камер до одного и того же напряжения. Значи-
тельно труднее измерить остаточное напряжение на ка-
мере после ее облучения, так как обычные измеритель-
ные приборы имеют сравнительно небольшое сопротивле-
ние, через которое конденсатор быстро разрядится.
Очень большим входным сопротивлением обладает
промежуток сетка — катод электрометрической лампы.
Но допустимые пределы изменения напряжения на сетке
электрометрической лампы составляют всего несколько
вольт, в то время как напряжение на камере после облу-
чения может измениться на 150 вольт. Из этого затруд-
нения имеется следующий выход. Между сеткой и като-
дом электрометрической лампы включается конденсатор,
емкость которого в 99 раз больше емкости камеры.
Вследствие перераспределения заряда между емкостями
напряжение на сетке будет в 100 раз меньше напряже-
ния на конденсаторе камеры. На этом принципе построена
схема измерительной части зарядно-измерительного
пульта, упрощенная схема которого показана на рис. 50.
Схема имеет две самостоятельные цепи — заряда и
измерения.
Цепь заряда состоит из батареи £>3 с напряжением
около 320 вольт (3 последовательно включенные батареи
105-ПМЦГ-0,05), потенциометра 7?i, /?2, переключателя
диапазонов, вольтметра и гнезда «Заряд», в которое
171
вставляется камера. При положении переключателя
«50 р» на зарядное гнездо подается напряжение около
200 вольт, при положении переключателя «5 р» —
в 10 раз меньше. Точное значение напряжения отмечено
риской U3 на шкале измерительного прибора пульта, ко-
торый в момент заряда подключается через дополни-
тельное сопротивление к гнезду «Заряд» и служит вольт-
метром.
Рис. 50. Упрощенная электрическая схема зарядно-измерительного
пульта комплекта дозиметрического контроля
В цепи измерения доз непосредственно к гнезду «Из-
мерение» подключена управляющая сетка электрометри-
ческой лампы ЭМ-3. Параллельно входной цепи вклю-
чены конденсаторы Ci и С2 и кнопка «Сброс». Конденса-
тор Ct имеет емкость в 99 раз больше емкости камеры и
включается на диапазоне «50 р». Конденсатор С2 имеет
емкость в 9 раз больше емкости камеры и включается
на диапазоне «5 р». При нажатии кнопки «Сброс» на
сетку лампы подается напряжение смещения — 1,2 воль-
та в положении «Работа» или — 4 вольта в положении
«Контроль нуля». В положении «Контроль нуля» при на-
жатой кнопке «Сброс» ручкой «Уст. нуля» производится
компенсация начального анодного тока, и стрелка изме-
рительного прибора устанавливается на нуль шкалы.
В положении «Работа» при нажатой кнопке «Сброс»
ручкой «Уст. шкалы» производится регулировка чувстви-
172
тельности схемы, при этом стрелка прибора должна
установиться против зеленой риски в конце шкалы. По-
сле этого кнопка «Сброс» отпускается, и схема готова к
измерению. Когда камера вставляется в гнездо «Изме-
рение», на сетке лампы появляется дополнительное отри-
цательное напряжение, пропорциональное напряжению
на конденсаторе камеры. Это вызовет отклонение
Рис. 51. Внешний вид зарядно-измерителыюго
пульта и камеры
стрелки прибора влево (к началу шкалы) на величину,
пропорциональную дозе излучения. Схема отрегулиро-
вана так, что заряженная, но необлученная камера,
вставленная в гнездо «Измерение», вызовет отклонение
стрелки на нуль.
Внешний вид зарядно-измерительного пульта и ка-
меры показан на рис. 51. На лицевую сторону выведены
все органы управления и измерительный прибор — мик-
роамперметр типа М-24. В верхней части, справа, имеется
гнездо, куда вставляется контрольная камера, которая
не выдается на руки и служит для контроля за правиль-
ностью работы пульта. Монтаж деталей схемы выполнен
на шасси, составляющем одно целое с лицевой панелью,
173
и закрыт кожухом из тонкого железа. Часть верхней и
задней стенок кожуха закрыта откидной крышкой, от-
крывающей доступ к источникам питания при их смене.
Продолжительность непрерывной работы от одного
комплекта источников питания составляет 75 часов.
Электрометрический каскад с входными цепями смон-
тирован в отдельном герметичном блоке, размещенном
на внутренней стороне лицевой панели непосредственно
за гнездом «Измерение» и кнопкой «Сброс».
Измерительный прибор имеет две шкалы. На верхней
шкале нанесены деления в рентгенах для диапазона
«5 р». На диапазоне «50 р» число делений, отмеченное
стрелкой прибора, умножается на 10. На нижней шкале
нанесены риски, по которым проверяется напряжение
всех цепей, и деления 5, 10, 15, 20, по которым устанав-
ливается напряжение в зарядной цепи при проверке гра-
дуировки пульта без облучения камер. Для этой цели
служит переключатель (тумблер) «Проверка — Работа»,
размещенный влево от измерительного прибора.
Порядок работы на пульте следующий. Переключа-
тель рода работ ставится в положение «Накал», и вра-
щением с помощью отвертки реостата «Накал» стрелка
измерительного прибора устанавливается против ри-
ски [7Н. Переключатель ставится в положение «Анод»,
тумблер «Контроль нуля — Работа» в положение «Конт-
роль нуля», нажимается и отпускается кнопка «Сброс», и
реостатом «Анодное напряжение» стрелка прибора ста-
вится против риски Uа. Переключатель ставится в поло-
жение «Смещение», и вращением реостата «Смещение»
стрелка прибора устанавливается против риски Ес.
Переключатель ставится в положение «Работа», нажи-
мается и отпускается кнопка «Сброс», и ручкой «Уста-
новка шкалы» стрелка прибора устанавливается на зеле-
ную риску в конце верхней шкалы. Вновь, путем пере-
ключения тумблера и нажатия кнопки «Сброс», прове-
ряется и, если надо, устанавливается стрелка прибора на
нуль и затем на зеленую риску. Перед измерением дозы
переключателем «Диапазон» устанавливается соответ-
ствующий диапазон и отвинчивается заглушка с гнезда
«Измерение». Тумблер ставится в положение «Работа»,
и нажатием кнопки «Сброс» стрелка устанавливается на
зеленую риску. Камера вставляется в гнездо «Измере-
ние», слегка нажимается и по положению стрелки отсчи-
174
тывается доза, которой она была облучена. После про-
ведения измерений всех камер прибор выключается.
Зарядка камер производится в следующем порядке.
Переключатель «Диапазон» ставится в положение «5»
или «50» в зависимости от того, какие дозы предпола-
гается измерять камерой. Переключатель рода работ
ставится в положение «Зарядное напряжение», тумблер
«Проверка — Работа» в положение «Работа», и ручкой
«Зарядное напряжение» стрелка прибора устанавли-
вается на красную риску U3. Камера вставляется в
гнездо «Заряд» и слегка нажимается. После зарядки то-
рец камеры закрывается колпачком.
Проверку градуировки пульта и исправности камер
можно произвести от эталонного источника кобальт 60.
На каждом диапазоне проверяются две точки: в начале
и конце шкалы (например, 1—4 и 10—40 рентгенов).
Для проверки отбирается несколько десятков камер на
каждом диапазоне. Камеры устанавливаются верти-
кально по концентрическим окружностям различных ра-
диусов г, которые выбираются такой величины, чтобы за
одинаковое время четыре группы камер получили ука-
занные выше дозы. Расчет расстояний г ведется по фор-
муле 20. Дозы вычисляются по формуле Д = Р -t, где
Р — мощность дозы в рентгенах/час, t — время облуче-
ния в часах. Время облучения не следует брать более
5—7 часов. Ближайшее расстояние от центра каждой
камеры до источника должно быть ле менее 20 см.
Проверку градуировки пульта можно сделать и без
радиоактивного источника, но только на диапазоне «5».
Порядок проверки следующий. Переключатель «Диапа-
зон» ставится в положение «5», переключатель рода ра-
бот— в положение «Зарядное напряжение». Тумблер
«Проверка — Работа» ставится в положение «Проверка»,
и с помощью отвертки регулятором «Проверка» (выве-
ден под шлиц) установить стрелку прибора против деле-
ния «5» по нижней шкале. Произвести заряд контроль-
ной камеры. Затем подготовить пульт к измерению в
указанном выше порядке и произвести измерение конт-
рольной камеры. Стрелка прибора должна отклониться
на ~ 4,5 рентгена. Таким же порядком следует зарядить
и измерить контрольную камеру при установке стрелки
прибора на деления 10, 15 и 20 по нижней шкале. При
измерениях прибор должен показать ~3,0, ~1,5 и
175
^0 рентген соответственно. Более точные значения доз
при этих измерениях указываются в паспорте к комп-
лекту. Если имеются большие отклонения от указанных
в паспорте значений, комплект следует сдать в ремонт.
Периодически, особенно в случае попадания на ка-
меры влаги, следует проверять саморазряд. Для этой
цели камеры заряжаются на диапазоне «50 р», изме-
ряются и записываются их начальные показания. Затем
камеры снова заряжаются и оставляются на сутки в ме-
сте, где отсутствует фон от гамма-излучения. Через сутки
производятся измерения камер на пульте. Камеру
можно считать хорошей, если саморазряд не превышает
двух малых деления (2 рентгена на диапазоне «50»).
Комплект индивидуального дозиметрического конт-
роля типа КИД-1. Комплект состоит из зарядно-измери-
тельного пульта и набора двойных малогабаритных иони-
зационных камер. Применение таких камер позволяет из-
мерять при помощи каждой из них дозы от 0,02 до 2 рент-
ген. Конструкция камеры показана ьа рис. 52. Корпус ка-
меры 1 изготовлен из проводящей пластмассы и имеет два
самостоятельных отсека. В левом отсеке с рабочим объ-
емом 4,1 см3 размещен внутренний алюминиевый элек-
Рис. 52. Конструкция двойной камеры комплекта КИД-1:
1 — корпус, 2 — электрод камеры на 0,2 р, 3 — электрод камеры на 2 pH -
втулка из фторопласта, 5 — прокладка, 6 — гайка, 7 — пружинный держа-
тель, 8 — колпачок
зрод 2, изолированный от корпуса при помощи втулки 4
из фторопласта. Эта камера имеет емкость 3,3 пикофа-
рада и диапазон 0,02—0,2 рентгена.
В правом отсеке с рабочим объемом 0,57 см3 разме-
щен внутренний электрод 3 из проводящей пластмассы с
изолятором из фторопласта. Правая камера имеет диапа-
зон 0,2—2 рентгена и емкость 4,15 пикофарады. Изолятор
вместе с внутренним электродом закрепляется с помощью
176
гайки 6. Обе камеры с торцов закрываются навинчиваю-
щимися колпачками 8, Для крепления к одежде имеется
пружинный держатель 7.
Камеры заряжаются до напряжения около 100 вольт,
причем на центральный электрод подается минус, на кор-
пус— плюс от источника постоянного напряжения.
Заряд и измерение камер производятся на зарядно-из-
мерительном пульте с питанием от сети. Внешний вид за-
рядно-измерительного пульта и двойной камеры показан
на рис. 53. Все органы управления и измерительный при-
бор размещены на наклонной передней панели. Прибор
Рис 53. Внешний вид пульта и камер прибора КИД-1
имеет две шкалы в соответствии с двумя диапазонами из-
меряемых доз. Монтаж схемы выполнен на шасси, при-
крепленном к внутренней стороне передней панели. При-
бор вставляется в алюминиевый кожух и при переноске
закрывается крышкой.
Порядок работы с пультом следующий. Включить
вилку кабеля питания в розетку переменного тока с на-
пряжением 127 или 220 вольт. Выключатель питания по-
ставить в положение «Включ.», тумблер «Заряд—Изме-
рение» — в положение «Измерение». После включения
должна загореться сигнальная лампочка диапазона «2 р».
Дать прибору прогреться в течение 10—15 минут для
установления теплового равновесия между окружающим
воздухом и всеми деталями схемы. Регулятором «Уста-
новка шкалы» установить стрелку прибора на левую
крайнюю риску шкалы. Поставить тумблер «Заряд — Из-
мерение» в положение «Заряд». Стрелка прибора должна
12 Н П Петров и В П Сырнев
177
отклониться в крайнее правое положение (нуль шкалы)
и остановиться в пределах зачерненного участка шкалы.
Если стрелка выходит за пределы этого участка, путем
вращения отверткой регулятора «Заряди, напр.» устано-
вить ее на нуль. Зарядить контрольную камеру из комп-
лекта (на руки не выдается), вставив ее в гнездо «За-
ряд». Поставить тумблер «Заряд — Измерение» в положе-
ние «Измерение» и измерить показания контрольной ка-
меры, которые должны находиться в пределах зачернен-
ного поля около нуля шкалы. Если этого нет, ручкой
«Уст. нуля» подрегулировать чувствительность прибора,
после чего при помощи контрольной камеры проверить
его показания. Произвести измерения облученных ка-
мер, отсчитывая дозы по шкале, с учетом диапазона,
отмечаемого вспыхиванием сигнальной лампочки «0,2»
или «2».
В процессе эксплуатации необходимо тщательно' обе-
регать от загрязнения гнездо «Измерение», не открывая
его без необходимости и не вставляя запыленную, влаж-
ную камеру. Не следует также держать камеры откры-
тыми, ибо малейшее загрязнение их или попадание следов
влаги вызовет увеличение саморазряда и большие ошибки
при измерении доз. Периодически необходимо проверять
градуировку камер путем облучения от радиоактивного
источника и величину саморазряда за сутки. При пра-
вильной эксплуатации камер и пульта погрешность изме-
рений доз не превышает 0,02 рентгена в диапазоне
0,02 4- 0,2 р и 0,3 рентгена в диапазоне 0,2—2 р. Указан-
ная точность измерений обеспечивается при работе пульта
в интервале температур от +5° С до +35° С при относи-
тельной влажности воздуха 60 ± 2О°/о. В комплект может
входить 20 или 100 двойных камер.
Комплект прямопоказывающих дозиметров ДК-0,2.
Основная трудность при определении дозы с помощью
малогабаритных ионизационных камер состоит в изме-
рении напряжения между внутренним и внешним элек-
тродом. Для этой цели приходится создавать достаточно
сложные по устройству и в эксплуатации зарядно-изме-
рительные пульты. Оказалось возможным применить
для измерения напряжения на камере малогабаритный
электрометр, который вместе с оптической системой мо-
жет быть вмонтирован прямо в камеру, и полученную
дозу можно наблюдать в любой момент без использова-
178
ния пульта. Такие камеры называются прямопоказывй-
ющими.
В комплект ДК-0,2 входит 100 шт. прямопоказываю-
щих камер (дозиметров), позволяющих измерять дозы
от 0,02 до 0,2 рентгена. Вес дозиметра 23 г, длина
115 мм, диаметр 15 мм.
Конструкция дозиметра показана на рис. 54. Все де-
тали смонтированы в цилиндрическом дюралюминиевом
корпусе /, являющемся внешним электродом камеры.
Рис. 54. Конструкция дозиметра из комплекта ДК-0,2:
1— корпус дозиметра; 2—корпус ионизационной камеры; 3— изолятор; 4—
внутренний электрод; 5 — пружинный контакт; 6 — втулка контакта; 7 — оку-
ляр, 8 — шкала, 9 — диафрагма, 10 — объектив; 11 — наконечник, /2—квар-
цевая нить; 13 — пружинный держатель; 14 — пружина
Стенки непосредственно рабочего объема камеры толщи-
ной 0,8 мм изготовлены из токопроводящей пластмассы.
Объем камеры 1,8 см3. Вдоль оси прозрачного изолятора 3
с высокими изоляционными свойствами закреплен внут-
ренний электрод 4 из алюминиевой проволоки и кварце-
вая нить 12 диаметром 4,5 микрона. Кварцевая нить кре-
пится к электроду в двух точках специальным лаком и
вместе с электродом платинируется методом катодного
распыления для придания проводимости. Если теперь на
внутренний электрод подать напряжение относительно
корпуса, нить отклонится от своего первоначального по-
ложения. При начальном напряжении порядка 180—
200 вольт отклонение нити в обратном направлении будет
пропорционально уменьшению этого напряжения, то есть
пропорционально дозе излучения. Для наблюдения за по-
ложением нити и отсчета показаний дозиметра служит
отсчетный микроскоп, состоящий из окуляра 7, диа-
фрагмы 9, объектива 10 и шкалы S, с общим увеличением
45 крат. Шкала имеет 20 делений, следовательно, цена
одного деления соответствует 0,01 рентгена или 10 милли-
рентгенам. Напряжение на внутренний электрод при
12*
179
зарядке подается через пружинный контакт 5, который
удерживается в крайнем правом положении пружиной 14.
Подвижный контакт с пружиной опирается на втулку 6.
Для предохранения от загрязнения корпус дозиметра за-
крыт навинчивающимся наконечником 11 со вставленным
в него стеклом. Держатель 13 служит для крепления до-
зиметра к одежде.
Для зарядки дозиметров в комплект входит зарядное
устройство. При зарядке камеры отвинчивается наконеч-
ник 11, затем камера вставляется в гнездо и слегка нажи-
мается, одновременно 'в окуляр наблюдается положение
нити электрометра. Вращением ручки потенциометра на
зарядном устройстве нить электрометра устанавливается
на нуль, камера вынимается из гнезда, завинчивается на-
конечник и зарядное устройство выключается. Перед облу-
чением еще раз проверяется положение нити электрометра.
Продолжительность непрерывной работы элементов
цепи подсветки зарядного устройства равна 45 часам,
батарей 105чПМЦГ-0,05— 500 часам. Вес зарядного1 уст-
ройства — 1650 г.
Прямопоказывающие дозиметры позволяют контроли-
ровать полученную дозу в процессе облучения и в случае
превышения допустимой величины прекращать его. Уве-
личение емкости камеры путем введения дополнительного
конденсатора позволяет создать такие дозиметры на лю-
бые пределы измерений — до нескольких сотен рентгенов.
Дальнейшим усовершенствованием прямопоказываю-
щего дозиметра является включение в него зарядного
устройства практически без увеличения габаритов. Такие
зарядные устройства основаны на получении зарядов ме-
тодом трения. Наличие зарядного устройства делает дози-
метр совершенно независимым от каких-либо1 источников
питания и расширяет возможности его использования в
полевых условиях.
4. Радиометры
Радиометр предназначен для измерения зараженно-
сти поверхностей, продовольствия и воды, радиоактив-
ными веществами, а также для измерений малых уров-
ней радиации гамма-излучения. В качестве детектора
ионизирующих излучений обычно применяются пропор-
циональные счетчики (альфа-радиометры) и газоразряд-
ные счетчики в режиме Гейгера-Мюллера (бета-, гамма-
180
радиометры). Иногда применяются сцинтилляционные
счетчики, особенно в случаях, когда необходимо обеспе-
чить высокую чувствительность к бета-, гамма-излуче-
ниям.
Количество бета-частиц, испускаемых с зараженной
поверхности за одну минуту, пропорционально степени
ее заражения, то есть числу бета-распадов за 1 минуту
с 1 см2. Как известно, практически каждая бета-частица,
проникающая в рабочий объем счетчика, вызывает в его
цепи импульс тока. Следовательно, скорость счета в
имп/мин пропорциональна степени заражения поверхно-
сти в распадах на 1 см2 в минуту.
Вести непосредственно счет импульсов с учетом вре-
мени измерения при определении зараженности боль-
шого количества поверхностей неудобно. При сравни-
тельно больших скоростях счета это представляет также
определенные технические трудности. Поэтому в радио-
метрах применяется измеритель скорости счета, шкала
которого градуируется в имп /мин или непосредственно
в распадах/см2 мин. Радиометр, построенный по такому
принципу, состоит:
— из детектора излучений (газоразрядный или сцин-
тилляционный счетчик);
— из формирующего каскада или нормализатора;
— из измерителя скорости счета;
— из источников питания.
Импульсы напряжения, поступающие с нагрузки
счетчика, непостоянны по амплитуде и длительности, осо-
бенно при изменении скорости счета. В то же время для
обеспечения нормальной работы интегрирующей цепочки
измерителя скорости счета необходимо иметь импульсы,
строго одинаковые по амплитуде. Для получения таких
импульсов служит формирующий каскад.
Вследствие того, что разряды в счетчике распреде-
лены во времени неравномерно (в соответствии с харак-
тером радиоактивного распада), напряжение на инте-
грирующем контуре будет медленно колебаться около
какого-то среднего значения. Для уменьшения этих ко-
лебаний, особенно при малых скоростях счета, постоян-
ную времени интегрирующей цепочки приходится
брать достаточно большой. Отсчет показаний измери-
тельного прибора в этом случае необходимо производить
через некоторое время после начала измерений, которое
181
может достигать одной минуты и более. При измерении
больших скоростей счета постоянная времени интегри-
рующей цепочки достаточно мала, и отсчет показаний
производится практически сразу же после начала изме-
рений.
В альфа-радиометрах импульсы от пропорциональ-
ного счетчика имеют очень малые амплитуды (сотые
или тысячные доли вольта). Для обеспечения надежной
работы нормализатора производится усиление этих им-
пульсов, для чего в схему радиометра включается двух-
или трехкаскадный усилитель.
Полевой бета-гамма-радиометр ДП-11Б. Радиометр
предназначен для измерения бета-зараженности поверх-
ностей в диапазоне 150—1 000 000 расп/см2 мин и уров-
ней гамма-излучения в пределах 0,03—20 миллирент-
ген/час. Общий диапазон разбит на два поддиапазона:
I. 0,03—0,4 мрентг/час и 150—2000 расп/мин. см2;
II. 0,3—20 мрентг/час и 1500—100 000 (положе-
ние Б1) или 70 000—1 000 000 (положение Бг)
расп/мин. см2.
В качестве детектора бета-, гамма-излучений приме-
нен галогенный счетчик типа СТС-5. Погрешность гра-
дуировки радиометра относительно типового графика
лежит в пределах ±50%. Погрешность измерений при-
бора после проведения его градуировки по бета-этало-
нам значительно меньше. Прибор работоспособен в диа-
пазоне температуры —40° ч-+50° С в условиях повы-
шенной влажности. Питание производится от двух эле-
ментов 2С и одной батареи ГБ-80. Срок непрерывной ра-
боты от одного комплекта источников питания не менее
50 часов.
Упрощенная схема радиометра приведена на рис. 55.
Импульс напряжения отрицательной полярности с на-
грузки счетчика /?1 через емкость Ci подается на сетку
лампы 2П1П, вызывая резкое уменьшение ее анодного
тока. Параметры входной цепи (C1R2) подобраны так,
что импульс напряжения, появившийся на сопротивле-
нии (рис. 56, а), преобразуется в короткий остроконеч-
ный импульс, как показано на рис. 56, б. Амплитуда
входного импульса имеет величину более 10—15 вольт
(при малых скоростях счета достигает 100 вольт), вслед-
ствие чего лампа полностью запирается. Это приводит к
тому, что импульсы анодного тока имеют одинаковую
182
Г— *4008
Рис. 55. Упрощенная схема полевого бета,- гамма-радиометра
а — в цепи счетчика; б — в цепи сетки лампы норма-
лизатора; & — в цепи анода лампы нормализатора
величину и мало меняются по длительности независимо
от амплитуды и длительности входных импульсов. Таким
образом, первый каскад работает как нормализатор им-
пульсов. В анодную цепь первой лампы последовательно
включены дроссель Др и первичная обмотка трансформа-
тора Тр. Параллельно дросселю включены гнезда для го-
ловных телефонов, замкнутые накоротко при помощи пру-
жинного контакта. В момент включения вилки телефон-
ного шнура контакт отходит и импульс напряжения на
обмотке дросселя подается на телефоны, в которых будет
слышен характерный щелчок.
Со вторичной обмотки трансформатора импульсы на-
пряжения через диод лампы Л2 подаются на интегрирую-
щий контур RC. Напряжение на сетку лампового вольт-
метра Л2 снимается с части сопротивления R, что позво-
ляет вести регулировку чувствительности радиометра в
процессе его градуировки. Для сглаживания пульсаций от
подзаряжающих импульсов в цепь сетки лампы Л2 вклю-
чены сопротивление /?з и емкость С2. Применение транс-
форматора Тр вызвано необходимостью изменить поляр-
ность импульсов нормализатора. Образующиеся в анодной
цепи лампы Л1 импульсы имеют положительную поляр-
ность. В то же время для обеспечения нормальной работы
выбранной схемы включения интегрирующего контура че-
рез диод лампы Л2 и лампового вольтметра на этой же
лампе импульсы должны иметь отрицательную поляр-
ность.
При отсутствии импульсов от счетчика напряжение на
интегрирующем контуре и смещение на сетке лампы Л2
равны нулю. В этот момент в анодной цепи протекает
максимальный ток. Измерительный прибор радиометра
имеет левое отклонение, то есть при отсутствии тока
стрелка находится в крайнем правом положении шкалы.
Появление тока в цепи прибора вызывает его отклонение
влево, к началу шкалы. При помощи переменного сопро-
тивления «Уст. нуля» максимальный анодный ток
лампы Л2 регулируется таким образом, чтобы стрелка
прибора установилась на нуль шкалы.
При появлении импульсов от счетчика на интегрирую-
щем контуре создается напряжение отрицательной поляр-
ности, смещение на сетке увеличивается, анодный ток па-
дает и стрелка прибора отклоняется вправо на определен-
ное число делений, пропорциональное скорости счета.
184
Следует иметь в виду, что даже при очень большом на-
пряжении на интегрирующем контуре, когда лампа пол-
ностью запирается, стрелка прибора не уйдет вправо за
шкалу, как это бывает в обычных измерительных прибо-
рах при перегрузке. По этой причине рабочим участком
шкалы считается 0—90 делений при 100 делениях на всЮ
Рис. 57. Внешний вид радиометра
шкалу. Если стрелка прибора показывает больше 90 де-
лений, необходимо переходить на следующий поддиапазон -
Для схемы включения интегрирующего контура, при-
нятой в радиометре, напряжение на нем увеличиваете#
медленнее, чем растет скорость счета, и шкала прибор#
имеет нелинейный характер.
Внешний вид радиометра показан на рис, 57. Для по-
вышения удобства измерений он состоит из двух блоков-
пульта и зонда. На верхней панели пульта находятся всо
органы управления прибором, гнезда включения телефо-
нов и разъемное соединение кабеля зонда. Все детали
схемы пульта и отсек источников питания смонтированы
на шасси, жестко скрепленном с верхней панелью. ПульТ
размещается в герметичном алюминиевом кожухе и за-
крывается откидной крышкой, на внутренней стороне ко-
торой имеется таблица для перевода числа делений
шкалы в миллирёнтген/час (при измерении мощности
дозы гамма-излучения) или в расп/см2мин (при опреде-
лении бета-зараженности).
Зонд радиометра представляет собой алюминиевую
трубу диаметром 26 мм, соединенную с поворотной голов-
кой диаметром 35 мм, где размещен счетчик СТС-5-
185
Счетчик
I
Рис. 58. Разрез головки зонда с пово-
ротной гильзой
Поворотная
гильза
Стенки зонда
Внутри зонда размещено специальное шасси, на котором
смонтированы нормализатор и блокинг-генератор. С пуль-
том зонд соединяется гибким кабелем длиной около- 1 м.
До соединения зонда с пультом напряжение накала на
как цепь накала про-
ходит через контакты
в разъеме зонда, где
имеется перемычка.
Конструкция го-
ловки зонда показа-
на в разрезе на
рис. 58. Стенки зонда
с одной стороны
имеют вырезы (ще-
ли), идущие перпен-
дикулярно оси зонда
и занимающие около
трети его окружно-
сти. Поверх зонда
надета цилиндриче-
ская алюминиевая
гильза, которая мо-
жет вращаться вокруг своей оси, фиксируясь в трех поло-
жениях, благодаря пружине и углублению в торце. Гильза
также имеет вырезы, которые в одном из ее положений сов-
падают с вырезами в стенке зонда. В этом положении про-
изводится измерение бета-зараженности плюс гамма-фон
(положение £>i). При повороте гильзы на 120° вырезы в
стенке зонда закрываются сплошной стороной гильзы, в
которой бета-частицы поглощаются, и на счетчик воздей-
ствуют только гамма-кванты (положение Г). При пово-
роте гильзы еще на 120° против щелей в стенках зонда
появляется один узкий вырез гильзы, пропускающий в
10 раз меньше бета-частиц, чем в первом случае (поло-
жение Б2).
Порядок работы с радиометром следующий. Гибкий
кабель зонда при помощи разъема соединяется с пультом.
Переключатель переводится из положения «Выкл.» в по-
ложение «Н», и ручкой «Накал» стрелка измерительного
прибора устанавливается на риску «Н» шкалы. Переклю-
чатель переводится в положение «А», и ручкой «Анод»
стрелка устанавливается на риску «А» шкалы. Переклю-
чатель переводится в положение «2» (II поддиапазон), на-
186
жимается кнопка «Сброс», и ручкой «Установка нуля»
устанавливается стрелка на нуль шкалы. Далее следует
отпустить кнопку «Сброс» и произвести отсчет числа де-
лений по шкале. Затем по таблице найти мощность дозы
или бета-зараженность, соответствующую данному числу
делений шкалы. Если показания на II поддиапазоне равны
нулю, переключатель переводится в положение «1» (I под-
диапазон) и производится измерение в том же порядке.
Постоянная времени интегрирующего контура на I под-
диапазоне равна 22 сек., поэтому отсчет показаний сле-
дует вести через 60 сек.
Во время измерений головка зонда размещается на
расстоянии 0,5—1 см от поверхности и гильза должна на-
ходиться в положении Б1 или Б2. В этом положении пока-
зания соответствуют бета-, гамма-активности от поверхно-
сти. Затем гильза ставится в положение Г и в том же по-
ложении головки зонда производится определение гамма-
фона. По разности первого и второго измерений делается
заключение о величине бета-зараженности.
Если гамма-фон мал (составляет менее 0,1 от суммар-
ной бета-, гамма-активности), можно производить только
одно измерение. Такой случай может быть при контроле
за обмундированием и снаряжением личного состава или
отдельных предметов, продуктов питания и т. д., когда из-
мерения производятся вне зараженной зоны.
Необходимо иметь в виду, что пользоваться радиомет-
ром в пределах зараженной зоны на открытой местности
невозможно вследствие его- большой чувствительности.
В таких случаях оператор должен использовать защитные
свойства полевых сооружений (блиндажи, землянки) и
производить измерения внутри этих сооружений с учетом
гамма-фона.
Радиометром можно определять также зараженность
продуктов питания и воды. Определение зараженности
продуктов питания может производиться либо непосред-
ственно путем измерения бета-активности от поверхности
тары (ящики, мешки, тары) или поверхности продукта
(мясо, хлеб и т. д.), или путем взятия проб.
Пробы берутся в том случае, когда есть подозрение
на возможность заражения не только верхних слоев, но>
и всего объема продуктов (например, зерна, круп, муки
и т. д.). По результатам измерений пробы определенного
веса находится зараженность на 1 г данного продукта.
187
Зараженность воды может определяться или путем
погружения головки зонда в воду1, или измерением за-
раженности с поверхности воды, налитой тонким слоем
в какую-нибудь ванночку. По результатам измерений
находится зараженность на 1 л воды.
Градуировка прибора может производиться по эталон-
ному источнику гамма-излучения (например, кобальт 60)
или по эталонным источникам бета-излучения -с различной
активностью.
Градуировка по гамма-источнику выполняется в той
же последовательности, что и для рентгенометра. Только
теперь необходимо зонд размещать в точках с мощно-
стью дозы порядка от десятых долей миллирентгена в
час до нескольких десятков миллирентгенов в час. Для
создания таких мощностей доз достаточно иметь источ-
ник с активностью несколько сотых долей кюри.
Для градуировки по бета-излучению необходимо
иметь набор бета-эталонов различной активности и опре-
деленного размера, установленного для данного типа ра-
диометра. Головка зонда подносится к поверхности бета-
эталона на расстояние 0,5—1 см и производится отсчет
показаний. Если отклонение активности, измеренной ра-
диометром, от истинной активности эталона находится в
пределах погрешности, допустимой согласно инструкции
к прибору, градуировка считается правильной. В против-
ном случае необходима регулировка чувствительности
прибора.
Градуировка прибора обязательно проверяется после
смены газового счетчика и лампы лампового вольтметра.
Универсальный радиометр типа «Тисс». Радиометр
предназначен для измерений зараженности обмундиро-
вания, рук и различных поверхностей альфа- или бета-
активными веществами. Является переносным лабора-
торным прибором с питанием от сети переменного тока с
напряжением НО, 127 или 220 вольт. Состоит из основ-
ного пульта и выносных блоков с детекторами для изме-
рения альфа-зараженности и бета-зараженности.
Импульсы, поступающие с одного из выносных бло-
ков, регистрируются с помощью пульта. При скорости
1 На головку зонда в этом случае надевается тонкий резино-
вый чехол, предохраняющий ее от заражения радиоактивными ве-
ществами, находящимися в воде.
188
счета менее 60—100 имп/мин импульсы могут регистри-
роваться с помощью электромеханического счетчика.
При скоростях счета до 100 000 имп/мин регистрация им-
пульсов производится с помощью измерителя скорости
счета. Весь диапазон измерителя скорости счета разбиг
на 6 поддиапазонов: 0—300; 0—1000; 0—3000; 0—10 000;
0—30 000 и 0—100 000 имп/мин. Время установления
показаний стрелки измерительного прибора состав-
ляет 39 сек. на первом, 16 сек. — на втором, 9 сек. — на
Рис 59. Внешний вид пульта радиометра «Тисс»
третьем и около 6 сек. — на остальных поддиапазонах из-
мерителя скорости счета. Прибор позволяет компенсиро-
вать фон от гамма-излучения, не превышающий преде-
лов измерения на данном поддиапазоне.
Прибор дает возможность получать сигнал о превы-
шении допустимой зараженности, величина которой мо-
жет заранее устанавливаться оператором.
Общий вид пульта показан на рис. 59.
Порядок работы с радиометром следующий. Прове-
рить соответствие положения колодки на силовом транс-
форматоре номинальному напряжению сети. Включить
прибор, установив тумблер «Мех. счетч.» в положение
«Выкл.», тумблер «Компенс. фона» в положение «Ручн.».
Дать прогреться прибору в течение 20 мин. Тумблер
«Уст. нуля — Работа» перевести в положение «Уст. нуля»
189
и установить стрелку прибора на нуль, после чего тумб-
лер вернуть в положение «Работа». Включить тумблер
«Работа — Проверка» в положение «Проверка», при
этом стрелка прибора должна показать 3000 имп/мин.
При измерении бета-, гамма-зараженности подклю-
чить выносной блок, при помощи регулятора подать на-
пряжение 400 вольт. Включить поддиапазон, на котором
число импульсов от гамма-фона в помещении не превы-
шало бы 4/б шкалы. Тумблер «Компенсация фона» поста-
вить в положение «Авт.». Если теперь на блок наложить
измеряемый предмет так, чтобы кнопка оказалась нажа-
той, стрелка прибора установится на нуль и будет оста-
ваться в этом положении до тех пор, пока горит сигнал
«Готов». По истечении примерно 12 сек. сигнал «Готов»
погаснет, стрелка прибора отклонится до положения, со-
ответствующего бета-, гамма-активности предмета и за-
горится сигнал «Чисто» или «Грязно» в зависимости от
загрязнения предмета и установленного порога срабаты-
вания.
Для перехода от показаний прибора в имп/мин. к за-
раженности поверхностей в расп/мин. см2 необходимо
произвести его градуировку по эталонам с известной
активностью. Площадь эталона должна быть не менее
площади окна блока (около 130 см2).
Измерения альфа-зараженности производятся в по-
ложении тумблера «Компенс. фона» «Ручн.». Градуи-
ровка производится по препаратам с известной альфа-
активностью.
'* *
*
Таким образом, основными приборами радиационной
разведки и дозиметрического контроля являются рент-
генометры, радиометры и дозиметры. Наличие этих при-
боров и правильное их использование позволяет вой-
скам успешно вести боевые действия на радиоактивно
зараженной местности.
Одним из основных условий правильного использова-
ния дозиметрических приборов является знание основ-
ных свойств радиоактивных излучений и принципов ра-
боты этих приборов.
Атомное оружие является более мощным, чем обыч-
ные виды оружия, но и от него имеются надежные сред-
ства защиты. Одним атомным оружием решить исход
190
войны нельзя. Исход войны в конечном счете будут ре-
шать люди, сильные духом, вооруженные передовой тех-
никой и мастерски владеющие ею. Весь личный состав
Советской Армии и Военно-Морского Флота должен не-
прерывно изучать свойства атомного оружия, знать его
поражающие факторы, совершенствовать противоатом-
ную защиту и находиться в постоянной боевой готовно-
сти к ведению боевых действий в условиях применения
атомного оружия.
СОДЕРЖАНИЕ
Стр.
Введение ................................................ 3
I. Радиоактивность ...................................... 7
1. Радиоактивный распад атомов ..................... —
2. Свойства радиоактивных излучений................ 24
3. Основные дозиметрические соотношения............ 46
4. Поражающее действие ионизирующих излучений . . 52
И. Методы обнаружения и измерения радиоактивных излучений 56
1. Общая характеристика методов дозиметрии.......... —
2. Ионизационные камеры........................... 59
3. Методы измерения ионизационных токов........... 73
4. Газоразрядные счетчики......................... 85
5. Регистрирующие схемы при работе с газоразрядными
счетчиками.........................................107
6. Сцинтилляционные счетчики......................112
7. Фотографический и другие методы регистрации иони-
зирующих излучений.................................122
III. Радиоактивное заражение местности при ядерном взрыве и
полевые дозиметрические измерения........................133
1. Источники радиоактивного заражения............... —
2. Радиоактивное заражение при различных видах
взрыва..............................................138
3. Полевые дозиметрические измерения.............’ 141
IV. Дозиметрические приборы............................150
1. Индикаторы бета-, гамма-излучений................ —
2. Рентгенометры..................................154
3. Дозиметры индивидуального контроля облучения . . . 169
4. Радиометры.....................................180
К ЧИТАТЕЛЯМ
Просим присылать отзывы об этой книге
по адресу: Москва, Б-140, Нижняя Крас-
носельская, 4, Военное издательство.
Це ш 4 f. Э к.