射線與物質的相互作用

射線與物質的相互作用第一頁，共一百零三頁，2022年，8月28日6.1概述1、什么是射線？射線，指的是如X射線、射線、射線、射線等，本質都是輻射粒子。射線與物質相互作用是輻射探測的基礎，也是認識微觀世界的基本手段。本課程討論對象為致電離輻射，輻射能量大于10eV。即可使探測介質的原子發(fā)生電離的能量。第二頁，共一百零三頁，2022年，8月28日2、射線與物質相互作用的分類ChargedParticulateRadiationsUnchargedRadiationsHeavychargedparticlesNeutronsFastelectronsX-raysandrays第三頁，共一百零三頁，2022年，8月28日3、彈性碰撞與非彈性碰撞為內能項

彈性碰撞（即動能守恒）非彈性碰撞（即動能不守恒）為第一類非彈性碰撞，如入射粒子與處于基態(tài)的核碰撞，且使核激發(fā)；

為第二類非彈性碰撞，如入射粒子與處于激發(fā)態(tài)的核碰撞，且使其退激。

第四頁，共一百零三頁，2022年，8月28日4、帶電粒子在靶物質中的慢化

載能帶電粒子在靶物質中的慢化過程，可分為四種，其中前兩種是主要的：(a)電離損失－帶電粒子與靶物質原子中核外電子的非彈性碰撞過程。(b)輻射損失－帶電粒子與靶原子核的非彈性碰撞過程。(c)帶電粒子與靶原子核的彈性碰撞(d)帶電粒子與核外電子彈性碰撞第五頁，共一百零三頁，2022年，8月28日(1)電離損失——與核外電子的非彈性碰撞過程

入射帶電粒子與靶原子的核外電子通過庫侖作用，使電子獲得能量而引起原子的電離或激發(fā)。

電離——核外層電子克服束縛成為自由電子，原子成為正離子。激發(fā)——使核外層電子由低能級躍遷到高能級而使原子處于激發(fā)狀態(tài)，退激發(fā)光。第六頁，共一百零三頁，2022年，8月28日當入射帶電粒子與核外電子發(fā)生非彈性碰撞，以使靶物質原子電離或激發(fā)的方式而損失其能量，我們稱它為電離損失。第七頁，共一百零三頁，2022年，8月28日(2)、輻射損失——與原子核的非彈性碰撞過程入射帶電粒子與原子核之間的庫侖力作用，使入射帶電粒子的速度和方向發(fā)生變化，伴隨著發(fā)射電磁輻射—軔致輻射Bremsstrahlung。當入射帶電粒子與原子核發(fā)生非彈性碰撞時，以輻射光子損失其能量，我們稱它為輻射損失。尤其對β粒子與物質相互作用時，輻射損失是其重要的一種能量損失方式。第八頁，共一百零三頁，2022年，8月28日(3)、帶電粒子與靶原子核的彈性碰撞

帶電粒子與靶原子核的庫侖場作用而發(fā)生彈性散射。彈性散射過程中，入射粒子和原子核的總動能不變，即入射粒子既不輻射光子，也不激發(fā)或電離原子核，但入射粒子受到偏轉，其運動方向改變。彈性碰撞過程中，為滿足入射粒子和原子核之間的能量和動量守恒，入射粒子損失一部分動能使核得到反沖。碰撞后，絕大部分能量仍由入射粒子帶走，但運動方向被偏轉核碰撞能量損失只是在入射帶電粒子能量很低或低速重離子入射時，對粒子能量損失的貢獻才是重要的。但對電子卻是引起反散射的主要過程。這種由入射帶電粒子與靶原子核發(fā)生彈性碰撞引起入射粒子的能量損失稱之為核碰撞能量損失，我們把原子核對入射粒子的阻止作用稱為核阻止。第九頁，共一百零三頁，2022年，8月28日(4)、帶電粒子與核外電子的彈性碰撞受核外電子的庫侖力作用，入射粒子改變運動方向。同樣為滿足能量和動量守恒，入射粒子要損失一點動能，但這種能量的轉移很小，比原子中電子的最低激發(fā)能還小，電子的能量狀態(tài)沒有變化。實際上，這是入射粒子與整個靶原子的相互作用。這種相互作用方式只是在極低能量(100eV)的β粒子方需考慮,其它情況下完全可以忽略掉。第十頁，共一百零三頁，2022年，8月28日6.2重帶電粒子與物質的相互作用1、重帶電粒子與物質相互作用的特點重帶電粒子均為帶正電荷的離子；重帶電粒子主要通過電離損失而損失能量，同時使介質原子電離或激發(fā)；重帶電粒子在介質中的運動徑跡近似為直線。InteractionofHeavyChargedParticles第十一頁，共一百零三頁，2022年，8月28日2、重帶電粒子在物質中的能量損失規(guī)律1)能量損失率(SpecificEnergyLoss)指單位路徑上引起的能量損失，又稱為比能損失或阻止本領(StoppingPower)。

按能量損失作用的不同，能量損失率可分為“電離能量損失率”和“輻射能量損失率”。

第十二頁，共一百零三頁，2022年，8月28日對重帶電粒子，輻射能量損失率相比小的多，因此重帶電粒子的能量損失率就約等于其電離能量損失率。2)Bethe公式(Betheformula)

Bethe公式是描寫電離能量損失率Sion與帶電粒子速度v、電荷Z等關系的經典公式。第十三頁，共一百零三頁，2022年，8月28日Bethe公式的推導1)物質原子的電子可看成是自由的。(入射粒子的動能遠大于電子的結合能)2)物質原子的電子可看成是靜止的。(入射粒子的速度遠大于軌道電子的運動速度)3)碰撞后入射粒子仍按原方向運動。(碰撞中入射粒子傳給電子的能量比其自身能量小得多,入射粒子方向幾乎不變)公式推導的簡化條件：第十四頁，共一百零三頁，2022年，8月28日重帶電粒子與單個電子的碰撞情況：電子受到的庫侖力：該作用過程的時間為：在時間內，帶電粒子傳給電子的動量為：整個作用過程中，傳給電子的總動量為：第十五頁，共一百零三頁，2022年，8月28日在x方向，電子獲得的動量為：因此，有：第十六頁，共一百零三頁，2022年，8月28日由于：所以：令：則：第十七頁，共一百零三頁，2022年，8月28日碰撞參量為b時，單個電子所得動量為：碰撞參數(shù)為b時，單個電子所得的動能為：碰撞參數(shù)為b的電子數(shù)為：在dx距離內,碰撞參數(shù)為b的電子得到的總動能為：第十八頁，共一百零三頁，2022年，8月28日在dx距離內,物質中所有電子得到的總動能(也就是入射粒子在dx距離內損失的動能)為：顯然，不能為“”，也不能為“0”，否則(-dE/dx)將為，是不合理的！和該如何取值呢？第十九頁，共一百零三頁，2022年，8月28日可以容易知道，對應電子獲得最大能量的情況，按經典碰撞理論，重粒子與電子對心碰撞時，電子將獲得最大動能，約為根據(jù)：第二十頁，共一百零三頁，2022年，8月28日對應電子獲得最小能量的情況，可以由電子在原子中的結合能來考慮。入射粒子傳給電子的能量必須大于其激發(fā)能級值，才能使其激發(fā)或電離，否則將不起作用。也就是說，電子只能從入射粒子處接受大于其激發(fā)能級的能量。根據(jù)：第二十一頁，共一百零三頁，2022年，8月28日代入和，可得到電離能量損失率為：對：按量子理論推導出的公式(非相對論)也可以表示為只是：第二十二頁，共一百零三頁，2022年，8月28日

考慮相對論與其他修正因子，可得到重帶電粒子電離能量損失率的精確表達式，稱為Bethe-Block公式：其中：入射粒子電荷數(shù)入射粒子速度靶物質單位體積的原子數(shù)靶物質原子的原子序數(shù)靶物質平均等效電離電位m0為電子靜止質量第二十三頁，共一百零三頁，2022年，8月28日3)Bethe公式的討論(2)、與帶電粒子的電荷z的關系；(1)、與帶電粒子的質量M無關，而僅與其速度v和電荷數(shù)z有關。(3)、與帶電粒子的速度v的關系：非相對論情況下，B隨v變化緩慢，近似與v無關，則：(4)、，吸收材料密度大，原子序數(shù)高的，其阻止本領大。第二十四頁，共一百零三頁，2022年，8月28日4)Bragg曲線與能量歧離Bragg曲線：帶電粒子的能量損失率沿其徑跡的變化曲線。第二十五頁，共一百零三頁，2022年，8月28日能量歧離(EnergyStraggling)：

單能粒子穿過一定厚度的物質后，將不再是單能的，而發(fā)生了能量的離散。能量歧離是由能量損失是一個隨機過程所決定的。第二十六頁，共一百零三頁，2022年，8月28日3、重帶電粒子在物質中的射程1)射程(Range)的定義帶電粒子沿入射方向所行徑的最大距離，稱為入射粒子在該物質中的射程R。入射粒子在物質中行徑的實際軌跡的長度稱作路程(Path)。路程>射程重帶電粒子的質量大，與物質原子相互作用時，其運動方向幾乎不變。因此，重帶電粒子的射程與其路程相近。第二十七頁，共一百零三頁，2022年，8月28日若已知能量損失率，從原理上可以求出射程：非相對論情況：第二十八頁，共一百零三頁，2022年，8月28日射程往往通過實驗測定：探測器源平均射程外推射程入射粒子能量高，其射程長；反之則短。在某種物質中，確定的入射重帶電粒子的射程與粒子能量之間存在著確定的關系，常以曲線的形式給出。第二十九頁，共一百零三頁，2022年，8月28日射程歧離：由于帶電粒子與物質的相互作用是一個隨機過程，因此單能粒子的射程也是有漲落的，稱為射程歧離。對圖中曲線進行微分，得到一峰狀分布，其寬度常用以度量該粒子在所用吸收體中的射程歧離。第三十頁，共一百零三頁，2022年，8月28日阻止時間：將帶電粒子阻止在吸收體內所需的時間。阻止時間T＝粒子射程R粒子的平均速度對非相對論粒子(質量M，動能E)：第三十一頁，共一百零三頁，2022年，8月28日取k＝0.6單位：秒單位：米單位：u單位：MeV第三十二頁，共一百零三頁，2022年，8月28日2)粒子在空氣中的射程為粒子能量，單位為MeV。公式適用范圍：3)相同能量的同一種粒子在不同吸收物質中射程之間的關系Bragg－Kleemanrule:第三十三頁，共一百零三頁，2022年，8月28日A為相應物質的原子量；為相應物質的密度。相同能量的同一種粒子在不同吸收物質中射程之間的關系可用一半經驗公式描述：多種元素組成的物質的原子量怎么計算？定比定律第三十四頁，共一百零三頁，2022年，8月28日對由多種元素組成的化合物或混合物，其等效原子量為：化合物或混合物中，第i種元素的原子百分數(shù)。對空氣：已知粒子在空氣中的射程，可以求得粒子在其他物質中的射程：第三十五頁，共一百零三頁，2022年，8月28日4)同一吸收物質中不同重帶電粒子的射程之間的關系。粒子初速度的單值函數(shù)，對于同樣的v值，不同粒子取相同的數(shù)值。定比定律入射粒子的屬性第三十六頁，共一百零三頁，2022年，8月28日4、重帶電粒子在薄吸收體中的能量損失帶電粒子在薄吸收體中的能量損失可計算為：簡單測厚儀原理：第三十七頁，共一百零三頁，2022年，8月28日5、裂變碎片的能量損失裂變碎片是核裂變所產生的，具有很大質量、很大電荷及相當高能量的重帶電粒子。很大，射程很短隨著它在吸收體內損耗能量而減小。減小第三十八頁，共一百零三頁，2022年，8月28日6.3快電子與物質的相互作用快電子與物質相互作用的特點：快電子的速度大；快電子除電離損失外，輻射損失不可忽略；快電子散射嚴重。InteractionofFastElectrons重帶電粒子相對速度小；重帶電粒子主要通過電離損失而損失能量；重帶電粒子在介質中的運動徑跡近似為直線。第三十九頁，共一百零三頁，2022年，8月28日1、快電子的能量損失率對快電子，必須考慮相對論效應時的電離能量損失和輻射能量損失。電子電離能量損失率的Bethe公式：碰撞損失(Collisionallosses)第四十頁，共一百零三頁，2022年，8月28日輻射能量損失：帶電粒子穿過物質時受物質原子核的庫侖作用，其速度和運動方向發(fā)生變化，會伴隨發(fā)射電磁波，即軔致輻射。輻射能量損失率：單位路徑上，由于軔致輻射而損失的能量。量子電動力學計算表明，輻射能量損失率服從：入射粒子的電荷、能量及質量吸收物質的原子序數(shù)和單位體積的原子數(shù)第四十一頁，共一百零三頁，2022年，8月28日討論：(1)：輻射損失率與帶電粒子靜止質量m的平方成反比。所以僅對電子才重點考慮。當要吸收、屏蔽β射線時，不宜選用重材料。當要獲得強的X射線時，則應選用重材料作靶。(2)：輻射損失率與帶電粒子的能量E成正比。即輻射損失率隨粒子動能的增加而增加。(3)：輻射損失率與吸收物質的NZ2成正比。所以當吸收材料原子序數(shù)大、密度大時，輻射損失大。第四十二頁，共一百零三頁，2022年，8月28日對電子，其輻射能量損失率為：電子的兩種能量損失率之比：E的單位為MeV探測學中所涉及快電子的能量E一般不超過幾個MeV，所以，輻射能量損失只有在高原子序數(shù)(大Z)的吸收材料中才是重要的。第四十三頁，共一百零三頁，2022年，8月28日2、快電子的吸收與射程電子的運動徑跡是曲折的。電子的射程和路程相差很大。電子的射程比路程小得多。第四十四頁，共一百零三頁，2022年，8月28日1)單能電子的吸收與β粒子吸收的差別由于單能電子和β粒子易受散射，其吸收衰減規(guī)律不同于α粒子。但均存在最大射程Rmax。射程往往通過實驗測定：探測器源第四十五頁，共一百零三頁，2022年，8月28日對單能電子，初始能量相等的電子在各種材料中的射程與吸收體密度的乘積近似為常數(shù)：質量厚度表示的射程單位為：第四十六頁，共一百零三頁，2022年，8月28日單能電子在吸收介質中的射程Rm(mg/cm2)與其能量E(MeV)之間的關系：經驗公式：第四十七頁，共一百零三頁，2022年，8月28日對粒子，當吸收介質的厚度遠小于時，粒子的吸收衰減曲線近似服從指數(shù)規(guī)律：為吸收體的吸收系數(shù)t為吸收體的厚度m為吸收體的質量吸收系數(shù)tm

為吸收體的質量厚度第四十八頁，共一百零三頁，2022年，8月28日射線在鋁中的射程：當時，當時，其它典型物質中射線的射程：Ge：R~Emax，(mm,MeV)Al：R~2Emax，(mm,MeV)Air：R~400Emax，(cm,MeV)對比：4MeV在空氣中的射程約為2.5cm。第四十九頁，共一百零三頁，2022年，8月28日2)電子的散射與反散射電子與靶物質原子核庫侖場作用時，只改變運動方向，而不輻射能量的過程稱為彈性散射。由于電子質量小，因而散射的角度可以很大，而且會發(fā)生多次散射，最后偏離原來的運動方向，電子沿其入射方向發(fā)生大角度偏轉，稱為反散射。定義反散射系數(shù)：探測器第五十頁，共一百零三頁，2022年，8月28日對同種材料，入射電子能量越低，反散射越嚴重；對同樣能量的入射電子，原子序數(shù)越高的材料，反散射越嚴重。對低能電子在高原子序數(shù)的厚樣品物質上的反散射系數(shù)可達50％。從實驗曲線看出：第五十一頁，共一百零三頁，2022年，8月28日反散射的利用與避免1)對放射源而言，利用反散射可以提高β源的產額。2)對探測器而言，要避免反散射造成的測量偏差。給源加一個高Z厚襯底。使用低Z材料作探測器的入射窗和探測器。探測器第五十二頁，共一百零三頁，2022年，8月28日3、正電子的湮沒正電子與物質發(fā)生相互作用的能量損失機制和電子相同。高速正電子進入物質后迅速被慢化，然后在正電子徑跡的末端與介質中的電子發(fā)生湮沒，放出光子。或者，它與一個電子結合成正電子素，即電子——正電子對的束縛態(tài)，然后再湮沒，放出光子。正電子的特點是：正電子湮沒放出光子的過程稱為湮沒輻射。正電子湮沒時放出的光子稱為湮沒光子。第五十三頁，共一百零三頁，2022年，8月28日正電子湮沒時一般放出兩個光子，放出三個光子的概率僅為放出兩個光子概率的0.37％。從能量守恒出發(fā)：在發(fā)生湮沒時，正、負電子的動能為零，所以，兩個湮沒光子的總能量應等于正、負電子的靜止質量。即：從動量守恒出發(fā)：湮沒前正、負電子的總動量為零，則，湮沒后兩個湮沒光子的總動量也應為零。即：第五十四頁，共一百零三頁，2022年，8月28日因此，兩個湮沒光子的能量相同，各等于0.511MeV。而兩個湮沒光子的發(fā)射方向相反，且發(fā)射是各向同性的。PairAnnihilationPositron511keV511keVE=mc2TwophotonstravelinexactlyoppositedirectionsElectron第五十五頁，共一百零三頁，2022年，8月28日正電子在材料中發(fā)生湮沒的概率：材料中的電子密度，單位1/cm3；電子的經典半徑，光速,Z,A為材料的密度、原子序數(shù)和原子量。正電子壽命=1/P，固體中=10-10s，氣體中=10-7s第五十六頁，共一百零三頁，2022年，8月28日小結——帶電粒子與物質的相互作用第五十七頁，共一百零三頁，2022年，8月28日InteractionCharacteristics:主要為電離能量損失單位路徑上有多次作用——單位路徑上會產生許多離子對和較大的能量轉移每次碰撞損失能量少運動徑跡近似為直線在所有材料中的射程均很短HeavyChargedParticleInteractions第五十八頁，共一百零三頁，2022年，8月28日ElectronsandPositronsInteractionsInteractionCharacteristics:電離能量損失和輻射能量損失單位路徑上較少相互作用——單位路徑上產生較少的離子對和較小的能量轉移每次碰撞損失能量大路徑不是直線，散射大第五十九頁，共一百零三頁，2022年，8月28日射線與物質的相互作用6.4第六十頁，共一百零三頁，2022年，8月28日探測學中射線含義——電磁輻射特征射線：湮沒輻射：核能級躍遷正電子湮沒產生特征X射線：原子能級躍遷軔致輻射：帶電粒子速度或運動方向改變產生第六十一頁，共一百零三頁，2022年，8月28日特點：光子是通過次級效應(一種“單次性”的隨機事件)與物質的原子或原子核外電子作用，一旦光子與物質發(fā)生作用，光子或者消失或者受到散射而損失能量，同時產生次電子；

次級效應主要的方式有三種，即光電效應、康普頓效應和電子對效應。

第六十二頁，共一百零三頁，2022年，8月28日射線與物質發(fā)生不同的相互作用都具有一定的概率，仍用截面這個物理量來表示作用概率的大小。而且，總截面等于各作用截面之和，即：總截面光電效應截面康普頓效應截面電子對效應截面第六十三頁，共一百零三頁，2022年，8月28日1、光電效應PhotoelectricEffect射線(光子)與物質原子中束縛電子作用，把全部能量轉移給某個束縛電子，使之發(fā)射出去(稱為光電子photoelectron)，而光子本身消失的過程，稱為光電效應。光電效應是光子與原子整體相互作用，而不是與自由電子發(fā)生相互作用。因此，光電效應主要發(fā)生在原子中結合的最緊的

K層電子上。光電效應發(fā)生后，由于原子內層電子出現(xiàn)空位，將發(fā)生發(fā)出特征X射線或俄歇電子的過程。第六十四頁，共一百零三頁，2022年，8月28日1)光電子的能量由能量守恒：因此，光電子能量為：光電效應是光子與原子整體的相互作用，而不是與自由電子的相互作用。否則不能同時滿足能量和動量守恒。第六十五頁，共一百零三頁，2022年，8月28日2)光電截面入射光子與物質原子發(fā)生光電效應的截面稱之為光電截面。k為k層光電截面理論上可給出的光電效應截面公式。第六十六頁，共一百零三頁，2022年，8月28日對：，即非相對論情況

，經典電子散射截面，又稱Thomson截面。

對：，即相對論情況

對：與吸收限有關，在吸收限

處出現(xiàn)階躍而成鋸齒狀。第六十七頁，共一百零三頁，2022年，8月28日光電效應截面小結：對于選擇探測器的材料的提示：對防護、屏蔽射線的提示：(1)與吸收材料Z的關系光子能量越高，光電效應截面越小。(2)與射線能量的關系采用高原子序數(shù)的材料，可提高探測效率。采用高Z材料可以有效阻擋射線。第六十八頁，共一百零三頁，2022年，8月28日+++3)光電子的角分布光電子的角分布代表進入平均角度為

方向的單位立體角內的光電子數(shù)的比例。相對于入射光子方向的角度。第六十九頁，共一百零三頁，2022年，8月28日在不同出射方向光電子的產額是不同的，這種截面對于空間的微分，也就是微分截面。光電子角分布的特點：(1)在＝0和＝180方向沒有光電子飛出；(2)光電子在哪一角度出現(xiàn)最大概率與入射光子能量有關；當入射光子能量低時，光電子趨于垂直方向發(fā)射，當光子能量較高時，光電子趨于向前發(fā)射。第七十頁，共一百零三頁，2022年，8月28日2、康普頓效應ComptonEffect康普頓效應是射線(光子)與核外電子的非彈性碰撞過程。在作用過程中，入射光子的一部分能量轉移給電子，使它脫離原子成為反沖電子，而光子受到散射，其運動方向和能量都發(fā)生變化，稱為散射光子。康普頓散射可近似為光子與自由電子發(fā)生相互作用（彈性碰撞）。康普頓效應主要發(fā)生在原子中結合的最松的外層電子上。第七十一頁，共一百零三頁，2022年，8月28日1)反沖電子與散射光子的能量與散射角及入射光子能量之間的關系光子的能量：電子的動能：光子的動量：電子的動量：相對論關系：第七十二頁，共一百零三頁，2022年，8月28日由能量守恒由動量守恒可得到：散射光子能量：反沖電子能量：反沖角：第七十三頁，共一百零三頁，2022年，8月28日小結：(1)散射角

＝0時，表明：入射光子從電子旁邊掠過，未受到散射，光子未發(fā)生變化。(2)散射角

＝180時，散射光子能量最小，而反沖電子能量最大。(3)散射角

在0～180之間連續(xù)變化；反沖角在90～0相應變化。第七十四頁，共一百零三頁，2022年，8月28日2)康普頓散射截面入射光子與單個電子發(fā)生康普頓效應的截面稱之為康普頓散射截面。近似與光子能量成反比。近似與入射光子能量無關，為常數(shù)。第七十五頁，共一百零三頁，2022年，8月28日對整個原子的康普頓散射的總截面Z大，康普頓散射截面大；入射粒子能量大，康普頓散射截面小。康普頓散射截面與入射光子能量的關系比光電效應要緩和。第七十六頁，共一百零三頁，2022年，8月28日其中康普頓散射的微分截面表示散射光子落在某方向單位立體角內的概率。可由Klein－Nihsina公式給出：第七十七頁，共一百零三頁，2022年，8月28日微分截面有時也用表示那么，和什么關系？第七十八頁，共一百零三頁，2022年，8月28日3)反沖電子的角分布和能量分布為反沖電子落在方向單位立體角內的概率。為反沖電子落在方向單位反沖角內的概率。第七十九頁，共一百零三頁，2022年，8月28日為反沖電子落在Ee處單位能量間隔的概率。反沖電子的能量分布，即反沖電子的能譜。小結：(1)任何一種單能射線產生的反沖電子的動能都是連續(xù)分布的。且存在最大反沖電子動能。(2)在最大反沖電子動能處，反沖電子數(shù)目最多，在能量較小處，存在一個坪。第八十頁，共一百零三頁，2022年，8月28日3、電子對效應PairProduction

電子對效應是當入射射線(光子)能量較高(>1.022MeV)時，當它從原子核旁經過時，在核庫侖場的作用下，入射光子轉化為一個正電子和一個電子的過程。電子對效應除涉及入射光子與電子對以外，必須有第三者——原子核的參與，否則不能同時滿足能量和動量守恒。電子對效應要求入射光子的能量必須大于1.022MeV。第八十一頁，共一百零三頁，2022年，8月28日1)正負電子的能量由能量守恒：因此，正負電子的總動能為：總動能是在電子和正電子之間隨機分配的，都可以從取值。由動量守恒，電子和正電子應沿著入射光子方向的前向角度發(fā)射。2)正負電子的運動方向而且，入射光子的能量越高，正負電子的發(fā)射方向越是前傾。第八十二頁，共一百零三頁，2022年，8月28日3)電子對效應的截面當：時：電子對效應截面隨Z的增加而增加，也隨入射粒子的能量的增加而增加。當：稍大于時：第八十三頁，共一百零三頁，2022年，8月28日4)電子對效應的后續(xù)過程正電子的湮沒。0.511MeV的湮沒輻射正電子湮沒＋衰變電子對效應分析能譜時，若發(fā)現(xiàn)：第八十四頁，共一百零三頁，2022年，8月28日4、其他作用過程(1)相干散射——Rayleigh散射，是低能光子與束縛電子間的彈性散射。其機制是電子在電磁輻射的作用下受迫振動變成電偶極子，向外輻射電磁輻射，入射光子頻率不變，所以是彈性散射。而康普頓散射是非彈性散射。(2)三產生——當入射光子能量大于10MeV后，在電子對產生的同時，核外還會發(fā)射一個電子，即產生“一電子對”加“一反沖電子”。第八十五頁，共一百零三頁，2022年，8月28日7、物質對射線的吸收(1)窄束射線強度的衰減規(guī)律為光子與吸收物質作用的截面；N為吸收物質單位體積的原子數(shù)；I0為射線入射強度；D為吸收物質厚度。第八十六頁，共一百零三頁，2022年，8月28日對上面的方程積分：在t～t+dt層內單位時間光子數(shù)的變化為：等于在該層物質內單位時間發(fā)生的作用數(shù)。光子束通過物質時的強度為：其中：線性吸收系數(shù)又稱為宏觀截面第八十七頁，共一百零三頁，2022年，8月28日質量吸收系數(shù)：質量厚度：質量吸收系數(shù)與物質狀態(tài)無關。與帶電粒子不同，射線沒有射程的概念。窄束射線強度衰減服從指數(shù)衰減規(guī)律，只有吸收系數(shù)及相應的半吸收厚度的概念。(2)非窄束射線強度的衰減規(guī)律積累因子第八十八頁，共一百零三頁，2022年，8月28日13.1

中子的分類與性質1、中子的分類2)中能中子：1KeV～0.5MeV。1)慢中子：0～1KeV。包括冷中子、熱中子、超熱中子、共振中子。3)快中子：0.5MeV～10MeV。4)特快中子：>10MeV。熱中子：與吸收物質原子處于熱平衡狀態(tài)，能量為0.0253eV，中子速度~2.2×103m/s.第八十九頁，共一百零三頁，2022年，8月28日2、中子的性質質量：mn＝1.008665u＝939.565300MeV/c2自旋：sn＝1/2,費米子電荷：0，中性粒子磁矩：n＝－1.913042N中子壽命：發(fā)生－衰變的半衰期T1/2=10.60min第九十頁，共一百零三頁，2022年，8月28日13.2中子源1)241Am-Be中子源。屬于(,n)型中子源。由241Am放射源放出的粒子，打在Be上發(fā)生反應，產生中子。性能：中子產額——2.2×106/s.CiT1/2＝433年；1、同位素中子源中子能量為0.1~11.2MeV，平均5MeV；n/比(中子強度比)為10:1；第九十一頁，共一百零三頁，2022年，8月28日2)(,n)型中子源。利用(,n)反應獲得中子。優(yōu)點：中子能量單一；缺點：中子產額低，裝置體積大。3)自發(fā)裂變中子源自發(fā)裂變中子源為超鈾元素。以252Cf

(锎)最常用。1克252Cf

發(fā)射中子率為2.31×1013個中子。半衰期：T1/2(自發(fā)裂變)＝85.5a，T1/2(衰變)＝2.64a。中子平均能量為2.2MeV。第九十二頁，共一百零三頁，2022年，8月28日2、加速器中子源可以在相當寬的能區(qū)內獲得單能中子源。主要反應：對放能反應，如2H(d,n)3He，3H(d,n)4He，當入射氘核能量不高時(Td200KeV)，反應就可以有效進行，當＝90時，就可得到能量分別為~2.5MeV和~14MeV的單能中子。3、反應堆中子源寬中子能量：0.001eV~十幾MeV高中子通量：第九十三頁，共一百零三頁，2022年，8月28日13.3中子與物質的相互作用1.中子的散射1)彈性散射(n,n)中子與物質的相互作用實質上是中子與物質的靶核的相互作用。出射粒子仍為中子、剩余核仍為靶核。出射中子的動能：反沖核的動能：當反沖核為質子(氫核)時，M＝m，上式變?yōu)椋寒?0時，反沖質子能量最大，Tp=Tn第九十四頁，共一百零三頁，2022年，8月28日反沖質子在實驗室座標系中的能量分布的概率密度函數(shù)為：即對入射的單能中子而言，實驗室坐標系中，其反沖質子的能量分布是一個矩形，最大能量為Tn，最小為零。這個關系可用于快中子能譜測量。2)非彈性散射(n,n’)入射中子的能量損失不僅使靶核得到反沖，且使靶核處于激發(fā)態(tài)。處于激發(fā)態(tài)的靶核退激時放出一個或幾個特征光子，在核分析技術中有重要的應用。第九十五頁，共一百零三頁，2022年，8月28日2.中子的俘獲1)中子的輻射俘獲(n,)中子射入靶核后與靶核形成一個復合核，而后復合核通過發(fā)射一個或幾個特征光子躍遷到基態(tài)。這些特征光子不同于(n,n’)的特征光子。由于這些光子的發(fā)射與復