Студопедия

Главная страница Случайная страница

Разделы сайта

АвтомобилиАстрономияБиологияГеографияДом и садДругие языкиДругоеИнформатикаИсторияКультураЛитератураЛогикаМатематикаМедицинаМеталлургияМеханикаОбразованиеОхрана трудаПедагогикаПолитикаПравоПсихологияРелигияРиторикаСоциологияСпортСтроительствоТехнологияТуризмФизикаФилософияФинансыХимияЧерчениеЭкологияЭкономикаЭлектроника






Блок информации. Знание основных понятий радиационной биофизики в настоящее время необходимы любому специалисту медико-биологического профиля






Знание основных понятий радиационной биофизики в настоящее время необходимы любому специалисту медико-биологического профиля. Достаточно перечислить только несколько основных методов и технических устройств, используемых в биологии и медицине, что бы понять важность изучаемой темы. Это использование установок для облучения семян растений перед посадкой (радиация, как мутагенный фактор), при длительном хранении сельскохозяйственной продукции, с целью повышения сроков хранения, стерилизации вредителей с/х посевов с целью подавления их популяций, различные изотопные методы для изучения распределения веществ в организмах или особях на некоторой территории, лучевая терапия и т.д. (см. графологическую схему темы). Во всех этих случаях необходимо знать методы измерения и регистрации радиоактивного излучения, принципы работы используемых технических устройств с целью обеспечения правильной их эксплуатации и безопасной работы обслуживающего персонала, а так же возможности таких устройств для терапевтического и мутагенного воздействия.

В настоящее время существует большой спектр специальных устройств регистрации различных частиц, которые получаются как при радиоактивном распаде атомов, так и при действии внешнего, космического излучения. Все эти частицы различаются наличием или отсутствием спина (собственного спинового момента), заряда, массы, энергии. Частицы с полуцелым спином (фермионы) подчиняются статистике Ферми- Дирака, для них справедливо правило Паули- в системе фермионов не может быть одинаковых частиц. Частицы с целым спином (бозоны) подчиняются статистике Бозе- Энштейна, их число в данном состоянии произвольно. Из всех известных науке элементарных частиц (их число свыше 6 тысяч) пока только фотоны (g-кванты) являются представителями устойчивых природных бозонов, остальные частицы- фермионы с разными зарядами, массами, энергиями.

Различные регистрирующие устройства позволяют изучать в основном заряженные частицы, которые вызывают ионизацию среды, т.е. при соударении вырывают электрон из атомов частиц среды, сообщая ему энергию ионизации Ei. Однако незаряженные частицы, особенно с большой энергией также могут взаимодействовать с электронами атомов или ядрами и, в конечном итоге, могут быть зарегистрированы.

Рассмотрим основные методы и устройства регистрации частиц.

Ионизационная камера. Это герметичный сосуд с двумя электродами, заполненный газом (воздух, водород, азот и др.) при пониженном давлении (рис.2.9.2). Между электродами создается разность потенциалов в пределах 100- 1500 В. Регистрируемая частица, попадая в счетчик, вызывает ионизацию газа и появление тока в цепи. Камера работает в режиме насыщения- все электроны и ионы, образуемые частицей, достигают электродов, поэтому величина тока I пропорциональна числу частиц (интенсивности излучения) N, т.е. I=kN. Кроме того, различные частицы могут образовывать разное число пар ионов (a-частица

Рис.2.9.2 Схема с ионизационной камерой: G- гальванометр,

E- источник питания, РЧ- регистрируемая частица

 

создает десятки тысяч пар ионов, быстрая космическая частица- несколько пар), поэтому при одинаковом числе N ток I зависит и от вида частиц. Это явление используют для идентификации частиц.

Если увеличить межэлектродный потенциал, то образовавшиеся ионы и электроны ускоряются внешним полем Е и на длине свободного пробега l (которая определяется диаметром молекул s и их числом в единице объема n0 по формуле ) приобретают энергию

,

где Е- напряженность электрического поля между электродами. Этой энергии может быть достаточно для вторичной ионизации молекул газа, в результате вместо образовавшихся m ионов получим m× n ионов, где n- коэффициент газового усиления (n£ 107).

Отсутствие или наличие ударной ионизации влияет только на величину тока I, которая в любом случае зависит от количества частиц N. Однако если и дальше увеличивать разность потенциалов, то мы попадаем в область самостоятельного разряда, который вызывается внешней частицей, но не прекращается при последующем отсутствии частиц и нужны специальные устройства для его гашения.

СчетчикГейгера - Мюллера (СГМ). В основе его работы- самостоятельный газовый разряд. Конструктивно СГМ выполнен в виде стеклянной трубки, покрытой изнутри тонким слоем меди (катод) и центральной вольфрамовой нити (анод) (рис.2.9.3).

 

Рис.2.9.3. Схема со счетчиком Гейгера- Мюллера: СИ- счетчик

импульсов, УИП- универсальный источник питания.

 

Частицы высоких энергий (b-, g- и др.) проникают через стенку датчика, для a-частиц в торце счетчика делают окошко из алюминиевой фольги или слюды. Возникающий самостоятельный разряд кратковременный, т.к. разрядный ток создает падение напряжения на сопротивлении R, которое велико (R~109 Ом) и напряжение между электродами счетчика (соответственно и Е) уменьшается настолько, что энергии электронов или ионов qE'l уже недостаточно для ионизации встречных молекул. Происходит быстрая рекомбинация электронов и ионов, газовый разряд прекращается. Счетчик приходит в исходное состояние и может регистрировать следующую частицу. Таким образом каждая частица, попадая в счетчик, дает импульс тока и скачок напряжения на R, который можно регистрировать любым счетчиком импульсов. Длительность импульса напряжения исчисляется t=10-4- 10-6 с, следовательно, за 1 сек можно зарегистрировать до 106 импульсов (это максимально возможное число). Если мощность излучения больше, то счетчик не успевает срабатывать и надо воспользоваться ионизационной камерой, в которой I=kN. Следует отметить, что величина t зависит от наличия добавок (этилена, паров эфира) в среде счетчика, которые ускоряют гашение разрядов и уменьшают t.

При измерении числа импульсов (частиц) в минуту N с помощью счетчика Гейгера- Мюллера необходимо учитывать наличие фона, который обусловлен космическим излучением, радиоактивным загрязнением среды. Поэтому получаемое значение N=Nи+Nф, где N- измеренное число импульсов в единицу времени, Nи– активность источника, Nф- фоновая активность. Если источник отсутствует, то N=Nф. Величина Nф зависит от времени года, места нахождения установки и т.д. и должна определяться каждый раз перед измерениями.

Следует отметить, что при постоянных Nи и Nф величина N будет зависеть от приложенного напряжения U между электродами.

График зависимости N(U) называется счетной характеристикой счетчика Гейгера- Мюллера (рис.2.9.4).

Рис.2.9.4. Счетная характеристика счетчика Гейгера- Мюллера.

 

Напряжение U1 соответствует началу ударной ионизации, переходящей в самостоятельный разряд, но не для всех частиц, попадающих в счетчик. В интервале U2-U3 (участок плато) практически любая частица, попавшая в счетчик будет зарегистрирована. Эта область относительной независимости числа импульсов от напряжения соответствует устойчивому режиму работы счетчика и в центре этой области рекомендуется работать. При увеличении U> U3 в счетчике начинается непрерывный газовый разряд, соответствующий пробою диэлектрика и счетчик становится непригодным для работы, поэтому в эту область желательно не попадать, в противном случае необходимо немедленно отключить питание СГМ.

Камера Вильсона. Принцип её работы основан на конденсации пересыщенных паров воды или спирта на цепочке ионов, образующихся вдоль траектории движения регистрируемых частиц. Чаще всего камера выполнена в виде цилиндра с черным подвижным дном и стеклянным верхом. Внутри её находятся пары спирта или воды в смеси с аргоном или другим инертным газом. При резком сжатии пары становятся пересыщенными и образующийся трек снимают на черном фоне. Действуя электрическими или магнитными полями в перпендикулярном вектору скорости частиц направлении (), можно изменить траекторию и по её радиусу судить о скорости движения частиц, их массе. В этом случае центростремительной силой может являться сила Лоренца (Fл=q× v× B× sina) или сила электростатического взаимодействия (Fэ=q× E).

Толстослойные пластинки. Способ регистрации основан на действии заряженных частиц или их продуктов распада (взаимодействия с веществом подобно квантам света) при попадании в фотоэмульсию. Так как плотность последней велика, то длина треков частиц невелика (около 1 мм) и обычно такие пластинки обследуют при поперечном срезе под микроскопом.

Пузырьковая камера. Рабочее тело- перегретый жидкий водород (или другое тело), в котором регистрируемые частицы создают центры парообразования в виде треков. Как и в камере Вильсона возможно действие поперечных магнитных (В) и электрических (Е) полей.

В настоящее время существует целый ряд других специальных методов регистрации и изучения частиц, получаемых при ядерных реакциях или космического происхождения, которые мы не изучаем в данной работе.

Изучив методы регистрации радиоизлучений, важно теперь понять причины возникновения радиации на Земле. Они бывают эндогенные (земного происхождения) и экзогенные (например, космической природы). Для нас (с учетом возросшего числа атомных станций и ядерных ракет) особый интерес представляют источники радиации земного происхождения. Следует отметить, что радиоизотопы буквально окружают нас. Это и тяжелая вода (D2O), и изотопы К и Na в пищевой соли, и газ радон в бытовых помещениях и т.д. Важно только, какова их концентрация и активность. На этом и следует сейчас остановить своё внимание обучаемому.

В современной физике под радиоактивностью понимают спонтанное (самопроизвольное) превращение неустойчивого изотопа химического элемента в другой изотоп, при этом самопроизвольно изменяется состав атомного ядра, сопровождаемый испусканием ядрами элементарных частиц или других ядер (например, ядер Не- a-частиц). Эти процессы являются результатом либо сильных взаимодействий (ядерных сил), для которых характерно наличие потенциальных барьеров (кулоновского и центробежного), либо слабых взаимодействий (например, для b-распада). Испускание ядром гамма- излучения обусловлено квантовыми переходами между различными состояниями одного и того же ядра и не приводит к изменению состава ядер, поэтому его не относят к числу радиоактивных превращений.

При a-распаде из ядра Х вылетает a-частица (двукратно ионизированный атом Не- ) при этом образуется новое ядро Y с зарядом z меньшим на 2 единицы и массовым числом А меньшим на 4 единицы, т.е.

Образуется ядро химического элемента, расположенного в таблице Менделеева левее на 2 клетки от исходного Х (смещение влево). Кинетическая энергия вылетающей a-частицы определяется массами ядер Х, Y и a-частицы, при этом энергетический спектр a-частицы дискретный. Известно более 200 a-активных ядер, в основном, в конце периодической таблицы и 20 a-активных изотопов редкоземельных элементов, которые дают a-частицы с энергиями 4-9 Мэв и 2-4, 5 Мэв соответственно.

При b-распаде происходит самопроизвольное испускание или поглощение электронов (е-) или позитронов (е+), нейтрино (nе) или антинейтрино (nе), обусловленное взаимным превращением нейтронов и протонов внутри ядра. При этом образуется новое ядро Y химического элемента, расположенное в таблице Менделеева на одну клетку правее исходного или левее (позитронный распад), т.е.

Например:

Так как масса b-частицы много меньше массы составных частиц ядра протонов (р) и нейтронов (n), то мы ее не учитываем в наших реакциях. Далее, появление нейтрино при b- распаде было предсказано теоретически на основании закона сохранения энергии и спина, и только в 1956 г. удалось экспериментально зарегистрировать эту частицу, которая не имеет заряда, с массой покоя равной нулю, но обладает полуцелым спином, как все фермионы. При b- распаде массовое число А не изменяется, поэтому общее число протонов и нейтронов тоже сохраняется, значит должны происходить превращения n®p и p®n согласно реакциям:

Энергетический спектр образующихся b частиц непрерывный с выраженным максимумом, характерным для данного радиоактивного ядра. На рис.2.9.5 по вертикали отложено число частиц, образовавшихся при радиоактивном распаде за некоторый интервал t, по горизонтали-энергия этих частиц

 

Рис.2.9.5.

Гамма-лучи испускаются ядрами в возбужденном состоянии. В этих состояниях (метастабильных) ядра могут существовать, в зависимости от свойств данного энергетического уровня и уровня, на который переходит ядро после излучения (спин, четность, энергия), от 10-10 сек. до нескольких лет. Довольно часто возбужденное ядро, не излучая -квантов, передает свою избыточную энергию электронной оболочке при этом вылетает один электрон из атома и возникает вторичное излучение рентгеновского или оптического диапазонов. Такой процесс называется внутренней электронной конверсией.

Во всех рассмотренных случаях ядерные процессы и последующие излучения являются случайными (стохастическими) процессами, описываемые законами теории вероятности. Если для данного числа ядер процесс распада в интервале (t, t+Ñ t) не зависит от предшествующих событий, а вероятность процесса за малый интервал времени dt пропорциональна этому интервалу и равна ldt, где l- некоторая величина, равная среднему числу распадов ядер за время dt при общем количестве ядер N к моменту времени t, то такой процесс подчиняется закону Пуассона. При этом мы считаем вероятность наступления 2-х и более событий (распадов) за dt близкой к нулю (практически невозможное событие).

Тогда вероятность того, что за время от 0 до t+dt не произойдет ни одного распада (m=0) определится из дифференциального уравнения следующего вида:

(см. примечание)[2]

Его решением является:

В общем случае вероятность наступления m событий за интервал (0, t) равна

.

У этого распределения математическое ожидание равно дисперсии и имеет вид:

M[X]= lt=D[X]

Для определения константы l можно взять малый промежуток времени t, в течение которого происходит 3-5 распадов (в среднем) и построить статистическую функцию распределения Пуассона P ( t)=k/n, где k- число испытаний, в которых за Dt зарегистрировано m распадов, n- общее число испытаний. Для большей точности n берут побольше, тогда . Значение l определяем из формулы

В нашей работе n=20, t=10 сек, а m изменяется от 0 до некоторого максимального числа, которое определяется обучающимся практически.

Однако вычисленное значение l определяет среднее значение распадов данного числа ядер за t для данного вещества. Это значит, что для разных моментов времени t1 и t2 среднее число распавшихся ядер за dt (dN(t1) и dN(t2) соответственно) будет различным. Конкретно, это число должно с течением времени уменьшаться вследствие уменьшения числа оставшихся ядер N=N(t) (не распавшихся). Тогда можно аппроксимировать зависимость l=l(N) линейно- l=l0N и среднее число распавшихся ядер dN за интервал dt определяется из уравнения dN=-l0Ndt, где l0- физическая константа, которая не зависит от N, а определяется внутренними физическими процессами (устойчивость ядер). Для некоторых видов изотопов, используемых в биологии, значения приведены таблице 2.9.1 (см. приложение).

Знак " -" соответствует тому, что общее число оставшихся ядер с течением времени уменьшается, тогда

,

где N0- число ядер в начальный момент времени t=0.

Величину l0 для данного вещества можно определить различными способами. Простейший из них заключается в знании l (см. выше) и N- числа нераспавшихся ядер ко времени t, тогда l0=l/N. Обычно N определяют из массы навески радиопрепарата М и процентного содержания радиоактивных ядер Сх %

,

где А- атомная масса исследуемого элемента, а NA- число Авогадро.

Для вещества, используемого в работе, М=0, 1г. (Сх=? %, А=235?), Сх и А задается преподавателем.

Второй способ требует знания

,

тогда

Значение dN(t1) задается преподавателем из данных предыдущих исследований, а dN(t2) вычисляется в настоящей работе экспериментатором.

Однако, если мы имеем дело с изотопом, у которого период полураспада (время Т, за которое половина ядер от исходного числа распадается, т.е. N(T)=N0/2=N0e-lt, отсюда T=ln2/l) велик (например, U235), то использовать указанный метод на практике сложно (t2-t1 очень велико!). Тем не менее, для короткоживущих изотопов он вполне применим.

В заключение заметим, что в биологии и медицине для различных целей используют различные изотопы, в основном короткоживущие (почему?). Количество таких веществ принято характеризовать не весом, а активностью (количеством превращений за единицу времени). В настоящее время приняты две единицы измерения активности:

1) кюри- такое количество вещества, которое испытывает в секунду 3, 7× 1010 распадов, т.е. 1 кюри=3, 7× 1010распад/сек (такова активность 1г. радия);

2) резерфорд- 1 Рд=106распад/сек.

Зная l0 и активность препарата можно определить его количество в данный момент времени (как?).

Представленные в этой части исследования можно использовать на практике для идентификации активности изотопов, которые используются в радиологии (медицине) и как мутагенный фактор в генетике. Однако в учебных целях такую процедуру мы проводить не будем и эту часть материала каждый обучаемый изучает только теоретически.

Особенный интерес для биофизики представляют возможные механизмы взаимодействия излучения с веществом. Изучение этих механизмов- одна из базовых задач радиационной биофизики. Особые проблемы возникают при изучении взаимодействия фотонов с различными биомолекулярными комплексами. Однако эти проблемы лежат в общем контексте радиационной биофизики. Ознакомимся с ними.

Как известно, при радиоактивном распаде образуются различные продукты распада (g-кванты, электроны, позитроны, нейтроны, протоны и т.д.), которые могут в дальнейшем взаимодействовать с окружающим веществом. Характер взаимодействия может быть различным (о чем мы скажем ниже), однако для этих взаимодействий существует общий математический закон- закон взаимодействия излучения с веществом. Пусть интенсивность излучения, прошедшего через вещество, первоначально равна I0. Будем считать, что слой вещества толщиной dx уменьшает интенсивность излучения на dI вследствие взаимодействия, т.е.

,

где m-физическая константа, коэффициент поглощения веществом данного излучения, а I- интенсивность излучения, падающего на слой толщиной dx. После разделения переменных и интегрирования с выбором константы интегрирования I0, получим следующее решение:

.

Легко видеть, что при х=0 у нас I=I0 (начальные условия).

Этот экспоненциальный закон поглощения хорошо описывает взаимодействие, например, рентгеновского или g-излучения с веществом.

Из этой формулы можно определить толщину слоя вещества х, который ослабляет интенсивность излучения в n раз:

.

Отсюда, зная активности препарата I1 и I2 при накрывании его пластинами толщиной х1 и х2, можно найти коэффициент поглощения данного вещества m

В настоящей работе ставится задача определения коэффициентов поглощения неизвестного вещества и свинца и их сравнение () путем теоретического обсчета уже полученных ранее экспериментальных кривых.

Математическая зависимость I=I(х) определяет только количественные характеристики взаимодействия излучения с веществом, не объясняя качественную, физическую сторону процесса. Следует отметить, что характер взаимодействия чрезвычайно разнообразен. Это и взаимодействие b-излучения с электронами и ядрами атомов, приводящее к выбиванию электронов из ядер (ионизация атомов), и образование вторичного рентгеновского или светового излучения или захват электрона ядром с последующей ядерной реакцией. Однако b-излучение сильно поглощается веществом (см. таблицу 6) и защита от него несложная. Из других видов радиоизлучения особый интерес представляют потоки g-квантов и нейтронов. Последние обладают большой проникающей способностью (из-за отсутствия заряда и большой массы) и взаимодействуют, в основном, с ядрами, порождая ядерные реакции (имеет место и соударения с электронами атомов, приводящие к ионизации).

Большой проникающей способностью обладают g-кванты. Причем в зависимости от их энергии можно выделить три основные компоненты коэффициента поглощения m, это коэффициенты поглощения, обусловленные потерей энергии квантами в явлениях фотоэффекта, комптон-эффекта и образования пар, т.е.

m=mфот+mКомп+mпар

Как известно, фотоэффект - это испускание электронов веществом под действием электромагнитного излучения. Свободный электрон не может поглотить фотон, так как соблюдение законов сохранения энергии и количества движения не может иметь место одновременно. Поэтому g-кванты взаимодействуют с электронами в атоме, приводя к ионизации атома (выбивание электрона с орбиты), при этом затрагивается энергия ионизации или совершению работы выхода в конденсированных средах (например, в твердом теле), где энергия поглощается электронами проводимости (в металлах) или валентными электронами (в диэлектриках и полупроводниках).

В конденсированных средах может наблюдаться фотоэлектронная эмиссия (внешний фотоэффект) или внутренний фотоэффект (изменение проводимости вещества за счет образования электронов проводимости или дырок).

Для фотоэффекта справедливо соотношение Эйнштейна

E=hn-Eи, (Еи или Авых)

где Е- кинетическая энергия фотоэлектрона, hn- энергия фотона, h- постоянная Планка, Еи- энергия ионизации, Авых- работа выхода электрона из вещества. Если hn< Е, то фотоэффект невозможен.

Возможен также ядерный фотоэффект- поглощение g-кванта атомным ядром, приводящее к перестройке последнего (так называемые ядерные реакции). Явление такого фотоэффекта наблюдается при значениях hn соизмеримых с атомными энергиями связи (электронов и ядер). При больших энергиях g-кванта главенствующую роль играет эффект Комптона- упругое рассеяние электромагнитного излучения на свободных электронах, сопровождающееся увеличением длины волны.

Рис.2.9.6.

Классическая электродинамика не могла объяснить увеличения l, т.к. электроны

среды при взаимодействии должны колебаться с частотой электромагнитной волны

и давать такое же вторичное излучение. Наблюдая впервые в 1922г. рассеянные в парафине рентгеновские лучи, американский физик А.Комптон дал следующее объяснение этому явлению. Каждый фотон обладает энергией hn=hc/l и импульсом Pg; при упругом столкновении g-кванта с покоящимся электроном, в соответствии с законом сохранения энергии и импульса, имеет место следующая векторная диаграмма (рис.2.9.6). Здесь и импульсы налетающего и рассеянного фотонов,

-

импульс электрона отдачи, a- угол рассеяния фотона, j- угол вылета электрона отдачи относительно направления падающего фотона.

Решение уравнения для суммарной энергии и импульса дает значение сдвига длины электромагнитной волны Dl

Dl=l'-l=l0(1-cosa)

где =2, 426× 10-12м- комптоновская длина волны электрона (m- масса электрона). Энергия электрона отдачи существенно зависит от угла j, причем было получено очень хорошее опытное подтверждение теоретическим расчетам.

В реальных условиях электроны не свободны, а связаны в атомах и движутся, поэтому, если hn больше энергии связи электронов в атоме (рентгеновское и g- излучение), то наблюдается вылет электронов отдачи из атома. В этом случае говорят о рассеянии фотонов, как на свободных электронах. В противном случае (при меньших hn) фотон обменивается энергией со всем атомом, а так как масса последнего велика, то отдача практически отсутствует и фотон не изменяет свою энергию а, следовательно, и длину волны. В этом случае говорят о когерентном рассеянии g-квантов.

В тяжелых атомах энергия связи периферических электронов мала, поэтому в рассеянном излучении имеются комптоновские излучения (l'> l) и когерентные.

Кроме того, движение электронов в атоме приводит появлению эффекта Доплера, что накладывает дополнительные ограничения на величину l. Эффект Комптона вносит основной вклад в рассеяние энергии g-квантов при прохождении излучения через вещество при энергиях порядка 1-10 МэВ для тяжелых элементов (например, свинца) и в больших интервалах энергий 0, 1-30 МэВ для легких элементов (алюминия).

Рис. 2.9.7.

 

При больших значениях энергий g-квантов (свыше 10 МэВ) имеет место новый вид взаимодействия излучения с веществом-рождение пар. Теоретическое предсказание такого эффекта было впервые сделано П.Дираком. Из решения уравнения релятивисткой квантовой механики Поль Дирак получил значения энергии электрона в пределах от -¥ до –m0c2 и от +m0c2 до +¥ (в силу симметрии уравнений), где m0- масса покоя электрона, а с- скорость света. В то время не были известны электроны с отрицательной энергией и Дирак предположил, что отрицательные уровни

энергии полностью заполнены свободными электронами, однако обнаружить их в обычных условиях невозможно. Под действием возбуждения (g-кванта с большой энергией) возможен переход электрона с отрицательного уровня энергии на положительный, при этом необходима энергия перехода hn³ m0c2, которая превышает энергетический барьер (рис.2.9.7).При таком переходе в области отрицательных значений энергии обнаруживается недостаток, например, одного электрона– дырка, которая воспринимается как положительная частица- позитрон. Эта частица подобна электрону по свойствам (кроме заряда) и является его античастицей (аналогично для протона и антипротона).

Экспериментально эффект поглощения жестких g- квантов вблизи ядра вещества, сопровождающийся появлением пары электрон-позитрон, наблюдался значительно позже. Следует отметить, что образовавшаяся дырка– позитрон- в области отрицательных значений энергии очень быстро (t£ 10-6с) заполняется электроном из области положительных энергий, при этом электрон и дырка аннигилируют (исчезают с образованием g - квантов и последующим возбуждением атомов вещества).

В настоящее время экспериментально обнаружены очень многие античастицы, которые подтвердили теорию Дирака.

Из всего сказанного видно то многообразие видов взаимодействия изучение с веществом, приводящее, в конечном счете, к рассеянию энергии и ее поглощению. Для энергетической характеристики этого взаимодействия вводят понятие поглощенной дозы– энергии изучения, поглощенной единицей массы облучаемой среды, которая измеряется в радах. Поглощенной дозе в один рад соответствует количество поглощенной энергии в 0, 01 Дж/кг.

Кроме того, существует понятия дозы облучения, которая определяется по ионизации воздуха. Для электромагнитного излучения эта доза измеряется рентгенах. Один рентген соответствует поглощению такого количества излучения, при котором образовавшееся вторичное корпускулярное излучение (электроны) производит в 1 см3 (при нормальных условиях) такое число ионов, что суммарный заряд их равен одной единице СГСЕ (3, 3.10-9 Кл). Предполагается, что энергия вторичного изучения полностью идет на ионизацию. Этой дозе соответствует образование 2, 08 × 109 пар ионов в 1 см3 воздуха. В СИ единицей измерения экспозиционной дозы (облучение) является 1 кулон на килограмм. Между этими единицами измерение существует соотношение 1р=2, 58× 10-4 Кл/кг. Для других видов излучений существует единица измерения– физический эквивалент рентгена– ФЭР.

При действии радиоизлучения на биологические объекты, также возникает вторичное излучение, приводящее к образованию ионов и свободных радикалов с последующим образованием перекисных соединений. Последние оказывают неблагоприятное воздействие на биологическую клетку. Для количественной оценки дозы облучения биологических объектов вводят биологический эквивалент рентгена– БЭР. Существуют определенные нормы (санитарные нормы) дозы облучения предельно допустимые в различных производствах.

Доза облучения в 500 Р и выше считается смертельной для человека. Специалистам по эксплуатации и настройке аппаратуры, в которой используются радиоактивное излучения, необходимо знать предельно допустимые дозы облучения. Для медиков и биологов важно знать методы биологической защиты от радиации. Дело в том, что наряду с физическим методом защиты (используются вещества, сильно поглощающие РИ, в частности, Ba, В, Pb), используются вещества (антидоты), которые активно связывают перекисные соединения и выступают в качестве протекторов мембран. Таких веществ синтезировано уже значительное количество, но это все экзогенные (внешние) факторы. К эндогенным факторам следует отнести уровень витамина С в организме. Последний сильно улучшает свойства мембран и является сильным протектором не только от негативных последствий РИ, но и эффективен при заболеваниях, для задержки старения, при стрессах.

Таким образом биологическая защита от РИ (своевременно примененная) может значительно увеличить LD100 для млекопитающих (например человек может выдержать 1000-1500 рентген и остаться живым) и это надо учитывать при возможности действия РИ.

 

 

Методические указания по III этапу

" Получение зачета по лабораторной работе"

После выполнения контрольных заданий и самоподготовки обучаемый должен выполнить практическую часть: определить значения активности препарата при накрывании различными пластинами, построить на миллиметровой бумаге график и сделать вывод о сравнительных характеристиках активности N и Ne. Выполнив отчет по теории и практической части, обучаемый получает зачет по лабораторной работе.

 

Графологическая структура темы: АТОМНАЯ БИОФИЗИКА

 

 

Таблица 2.9.1

Периоды полураспада радиоактивных изотопов

Элемент Изотоп Период полураспада
Галлий 14, 2 часа
Полоний 45 сек
Торий 1, 41× 1010 лет
Уран 7, 13× 108 лет
  4, 51× 109 лет
Нептуний 2, 14× 106 лет
Магний 10 мин
Фосфор 14, 3 суток
Кобальт 5, 3 года
Стронций 27 лет
Иод 8 суток
Церий 285 суток
Радон 3, 8 суток
Радий 1620 лет
Актиний 10 суток

Таблица 2.9.2

Зависимость максимального пробега b-частиц Rb от энергии Еb макс.в алюминии, биологической ткани (или воде) и воздухе

Энергия b-частиц Еb, МэВ Алюминий Ткань или вода, мм Воздух, см
  мг/см2 Мм    
0, 01 0, 16 0, 0006 0, 002 0, 13
0, 02 0, 70 0, 0026 0, 008 0, 52
0, 03 1, 50 0, 0056 0, 018 1, 12
0, 04 2, 60 0, 0096 0, 030 1, 94
0, 05 3, 90 0, 0144 0, 046 2, 91
0, 06 5, 40 0, 0200 0, 063 4, 03
0, 07 7, 10 0, 0263 0, 083 5, 29
0, 08 9, 30 0, 0344 0, 109 6, 93
0, 09 11, 00 0, 0407 0, 129 8, 20
0, 10   0, 050 0, 158 10, 1
0, 20   0, 155 0, 491 31, 3
0, 30   0, 281 0, 889 56, 7
0, 40   0, 426 0, 8 85, 7
0, 50   0, 593 1, 87  
0, 60   0, 778 2, 46  
0, 70   0, 926 2, 92  
0, 80   1, 15 3, 63  
0, 90   1, 30 4.10  
1, 00   1, 52 4, 80  
1, 25   2, 02 6, 32  
1, 50   2, 47 7, 80  
1, 75   3, 01 9, 50  
2, 00   3, 51 11, 1  
2, 50   4, 52 14, 3  
3, 00   5, 50 17, 4  
3, 50   6, 48 20, 4  
4, 00   7, 46 23, 6  
4, 50   8, 44 26, 7  
    9, 42 29, 8  
    11, 4 36, 0  
    13, 3 42, 0  
    15, 3 48, 4  
    17, 3 54, 6  
    19, 2 60, 8  
    39, 0    

 

Таблица 2.9.3

Значение коэффициента нормированных отклонений (Стьюдента) Ткβ

 

Число степеней свободы к=n-1 Доверительная вероятность β
0, 9 0, 95 0, 99 0, 999
  6, 31 12, 7 63, 66 »
  2, 92 4, 3 9, 93 31, 60
  2, 35 3, 18 5, 84 12, 94
  2, 13 2, 78 4, 60 8, 61
  2, 02 2, 57 4, 03 6, 86
  1, 94 2, 45 3, 71 5, 96
  1, 90 2, 37 3, 50 5, 41
  1, 86 2, 31 3, 36 5, 04
  1, 83 2, 26 3, 25 4, 78
  1, 81 2, 23 3, 17 4, 59
  1, 80 2, 20 3, 11 4, 44
  1, 78 2, 18 3, 06 4, 32
  1, 77 2, 16 3, 01 4, 22
  1, 76 2, 15 2, 98 4, 14
  1, 75 2, 13 2, 95 4, 07
  1, 75 2, 12 2, 92 4, 02
  1, 74 2, 11 2, 90 3, 97
  1, 73 2, 10 2, 88 3, 92
  1, 73 2, 09 2, 86 3, 88
  1, 73 2, 09 2, 85 3, 85
  1, 72 2, 08 2, 83 3, 82
  1, 72 2, 07 2, 82 3, 79
  1, 71 2, 07 2, 81 3, 77
  1, 71 2, 06 2, 80 3, 75
  1, 71 2, 06 2, 79 3, 73
  1, 71 2, 06 2, 78 3, 71
  1, 70 2, 05 2, 77 3, 69
  1, 70 2, 05 2, 76 3, 67
  1, 70 2, 05 2, 76 3, 66
  1, 70 2, 04 2, 75 3, 65
  1, 64 1, 96 2, 68 3, 29

 

 


[1] *- Данный список может быть расширен любыми вопросами

[2] Примечание: Вероятность того, что за интервал (0, t) не произойдет ни одного распада P0(t), а вероятность P0(t +dt) отсутствия распада в интервале (0, t+dt) равна произведению: P0(t+dt)=P0(t)× (1-ldt) (второй сомножитель равен вероятности того, что за dt не будет распада). Отсюда

 






© 2023 :: MyLektsii.ru :: Мои Лекции
Все материалы представленные на сайте исключительно с целью ознакомления читателями и не преследуют коммерческих целей или нарушение авторских прав.
Копирование текстов разрешено только с указанием индексируемой ссылки на источник.