- ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА 6.4 ИЗУЧЕНИЕ СЧЕТЧИКА ГЕЙГЕРА - МЮЛЛЕРА Цель работы
- П риборы и оборудование
- Литература
- 2. Эффективность счетчика.
- 3. Счетная характеристика
- Разрешающее время счетчиков.
- Упражнение 1. Изучение счетной характеристики.
- Упражнение 2. Определение мёртвого времени счётчика.
- ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА 6.5 ОПРЕДЕЛЕНИЕ КОЭФФИЦИЕНТА ПОГЛОЩЕНИЯ β - ИЗЛУЧЕНИЯ Цель работы
- Пpибоpы и оборудование
- 1. Упругое рассеяние электронов ядрами.
- 2. Рассеяние электронов на электронах.
- 3. Ионизационные потери энергии.
- Прохождение электронов через поглотитель.
- Прохождение электронов через поглотитель моноэнергетических β -частиц.
- Прохождение через поглотитель β -излучения, имеющего непрерывный энергетический спектр.
Методические указания к лабораторным работам по физике физика атомов и молекул, ядерная физика Составители Прокошев В. Г
 Скачать 331.5 Kb.
|
|
1 2
ОПРЕДЕЛЕНИЕ РЕЗОНАНСНОГО ПОТЕНЦИАЛА ВОЗБУЖДЕНИЯ АТОМА МЕТОДОМ ФРАНКА – ГЕРЦАЦель работы: экспериментальное подтверждение дискретности атомных состояний и квантового поглощения энергии атомом. Приборы и принадлежности: лабораторный комплекс ЛКК-2, лампы Л1 и Л2, наполненные соответственно неоном и гелием. Литература: [1] т.3, Гл.3; [2] гл.35; [3] гл.26, п.197-201. Теоретическая часть. Первая попытка создания модели атома принадлежит Дж. Дж. Томсону (1903). Согласно этой модели, атом представляет собой непрерывно заряженный положительным зарядом шар радиусом порядка 10-10 м, внутри которого около своих положений равновесия колеблются электроны. Суммарный положительный заряд шара равен заряду электронов, так что атом в целом нейтрален. В 1911г. Э. Резерфорд, анализируя процесс рассеяния - частиц при прохождении через тонкие слои вещества, предложил ядерную (планетарную) модель атома. Согласно Резерфорду, атом представляет собой систему зарядов, в центре которой расположено тяжелое положительное ядро с зарядом Ze, имеющее размер 10-15-10-14 м и массу, практически равную массе атома. Вокруг ядра в области с линейными размерами порядка 10-10 м расположены Z электронов, распределенных по всему объему, образуя электронную оболочку атома.  Рис. 1. Планетарная модель атома.Однако ядерная модель оказалась в противоречии с законами классической механики и электродинамики. Поскольку система неподвижных зарядов не может находиться в устойчивом состоянии, Резерфорду пришлось отказаться от статической модели атома и предположить, что электроны движутся вокруг ядра по замкнутым круговым орбитам. Но в этом случае электроны будут двигаться с ускорением (так как любое тело, двигаясь по окружности, обладает центростремительным ускорением), в связи с чем, согласно классической электродинамике, они должны непрерывно излучать электромагнитные волны. Процесс излучения сопровождается потерей энергии, так что электрон, в конечном счёте, должен упасть на ядро. Этого же не происходит. Попытки построить модель атома в рамках классической физики не привели к успеху. Выход из создавшегося тупика был найден в 1913г. датским физиком Нильсоном Бором. В теории Бора не содержалось принципиального отказа от описания поведения электронов в атоме при помощи законов классической физики, однако, ему пришлось делать некоторые ограничения, противоречащие классическим представлениям. Эти ограничения сформулированы в виде двух постулатов:
 (n= 1,2.3…).
К  вантовый характер поглощения энергии атомом, постулированный Бором, экспериментально подтверждён опытами Франка и Герца, поставленными в 1913 г. Схема установки изображена на рис.2. Рис. 2. В трубке, заполненной парами ртути, под небольшим давлением (1мм рт. ст.) имелись три электрода: катод К, сетка С и анод А. Электроны, вылетающие из разогретого катода, ускорялись разностью потенциалов U, приложенной между катодом и сеткой. Эту разность потенциалов можно было плавно менять. Между сеткой и анодом создавалось слабое задерживающее электрическое поле  , тормозившее движение электронов к аноду.Электроны, встречающие на своём пути атомы, могут испытывать с ними соударения двоякого рода. Первый тип соударений - упругие столкновения, в результате которых энергия электронов не изменяется, а изменяется лишь направление скорости электронов. Такие столкновения, хотя и затрудняют попадание электронов на анод, не могут явиться причиной резкого спада анодного тока в трубке, который должен возрастать с увеличением ускоряющей разности потенциалов U. Второй тип возможных соударений электронов с атомами - неупругие столкновения - связан с потерей электронами их энергии и передачей этой энергии атомам ртути. В соответствии с постулатами Бора каждый из атомов ртути может поглотить лишь определённую энергию и перейти в одно из возбуждённых энергетических состояний. Ближайшее к нормальному состоянию атома ртути – возбуждённое состояние, отстоящее от основного по шкале энергий на 4,86 эВ. До тех пор, пока электроны, ускоряемые полем, не приобретут энергию W1= 4,86 эВ, они испытывают лишь упругие столкновения, и анодный ток возрастает. Как только кинетическая энергия достигает 4,86 эВ, начинаются неупругие столкновения. Электрон с таким значением энергии полностью отдаёт её атому ртути, вызывая переход одного из электронов атома из нормального энергетического состояния в возбуждённое. Такой электрон, потерявший свою кинетическую энергию, не сможет преодолеть задерживающее его поле и не достигнет анода. Таким образом, при разности потенциалов между катодом и сеткой, равной 4,86 эВ, должно происходить резкое падение анодного тока. Аналогичное явление происходит при W2= 24,86 эВ, W3 = 34,86 эВ и, вообще говоря, при Wn= n4,86 эВ, когда электроны могут испытывать два, три и т.д. неупругих соударения с атомами ртути, теряя полностью свою энергию и не достигая анода. На рис.3 приведена характерная кривая зависимости анодного тока от разности потенциалов между катодом и сеткой в опытах Франка и Герца.  Рис. 3. Экспериментальная установкаВ  данной работе опыт Франка и Герца проводится для гелия и неона. Схема экспериментальной установки представлена на рис.4.Рис. 4. Регулируемый источник 1 тока накала позволяет установить ток, при котором получается удобная для измерений вольтамперная характеристика лампы. Между катодом и сеткой включён источник 2 ускоряющего напряжения. Потенциал анода относительно сетки устанавливается отрицательным с помощью источника задерживающего напряжения 3. Верхний измерительный прибор на модуле измеряет анодный ток Ia, предел шкалы прибора – 100 мкА. Ручка Uзад устанавливает значение задерживающего напряжения в соответствии с надписями на шкале, расположенной вокруг ручки. На расположенное под ручкой гнездо выведено удвоенное значение Uзаддля более точного измерения внешним прибором. На гнездо Yвыведено напряжение, пропорциональное анодному току Ia (коэффициент пропорциональности 0,1 В/мкА, максимальное напряжение 10 В соответствует току 100 мкА). На гнездо X выведено напряжение, пропорциональное ускоряющему напряжению Uуск (максимальному напряжению 10В соответствует ускоряющее напряжение 100 В). Методика измерений.    Подключите прибор к сети. Сигналы ‹‹X›› и ‹‹Y›› подайте на соответствующие входы осциллографа (коэффициент отклонения 1 В/дел.). Если осциллограф не имеет входа ‹‹X››, представление о виде характеристики даст осциллограмма сигнала ‹‹Y››. Ручку регулировки тока накала поверните против часовой стрелки до упора. Тумблер режима измерений поставьте в положение «Λ». Нижний прибор должен измерять ток накала.Включите прибор тумблером «ВКЛ». На экране осциллографа появится горизонтальная линия - вольтамперная характеристика в отсутствие анодного тока. Плавно увеличивая ток накала до 1,2-1,6 А, наблюдайте появление свечения нити накала лампы и, вместе с этим, - появление анодного тока на характеристике. Подбирая ток накала и задерживающее напряжение, получите характеристику типа приведённой на рис.3. Рекомендуемое значение первого максимума анодного тока I1составляет 30-50 мкА (3-5 В на выходе «Y»), первого минимума - 0-10мкА. Сравните характеристики, получаемые в режимах «НЕПР» и «ИМП». Первый («резонансный») потенциал возбуждения атомов газа, заполняющего лампу, определяется в нашей установке как разность ускоряющих напряжений, соответствующих первому и второму минимуму анодного тока. Грубо это значение можно оценить по шкале осциллографа. Напомним, что 1 В на выходе «X» соответствует 10 В ускоряющего напряжения. Для более точных измерений перейдите в режим « = ». Плавно изменяя ускоряющее напряжение ручкой «Uуск», следите за изменениями анодного тока, зарегистрируйте его максимумы и минимумы, а также, соответствующие значения ускоряющего напряжения. Прибор, встроенный в модуль, позволяет измерять с погрешностью порядка 1 В. Более точные результаты даст внешний прибор (вольтметр), подключенный к гнёздам « ┴» и «Uуск» Для подключения к вольтметру, встроенному в осциллограф С1-112, используется специальный измерительный кабель, а осциллограф переключается в режим мультиметра. Измерения.
Значения первых потенциалов Ф1 возбуждения инертных газов: Гелий - 21,6 В Криптон - 9,9 В Аргон - 11,5 В Ксенон - 8,3 В Неон - 16,6 В Контрольные вопросы.
ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА 6.4 ИЗУЧЕНИЕ СЧЕТЧИКА ГЕЙГЕРА - МЮЛЛЕРА Цель работы: ознакомиться с работой счетчика и определить его основные характеристики. П  риборы и оборудование: прибор "Арион" со свинцовым домиком (рис.1 ), источник β-излучения (соль KClв кювете, пластинка с отверстием для ограничения потока β - частиц. Рис.1 Схема измерительной камеры. 1 – корпус камеры, 2 – счетчики СТС–6, 3 – пластина для ограничения потока излучения, 4 - кювета с радиоактивной солью KCl. Литература: [1], т. 2, , [2], гл.23, п.23.1 - 23.2, [3], гл.14, п.116, 118. 1. Устройство и принцип действия. Счетчики Гейгера-Мюллера являются разновидностью газонаполненных детекторов. В общем случае к детекторам в ядерной физике относят приборы для регистрации, идентификации и установления характеристик заряженных или нейтральных частиц. Счетчики Гейгера-Мюллера предназначены только лишь для регистрации α - частиц, β - частиц и γ- квантов. Конструктивно газоразрядный счетчик представляет собой тонкостенную металлическую или стеклянную, покрытую с внутренней стороны слоем металла, цилиндрическую камеру (рис.2).  Рис. 2.  Цилиндр служит катодом. Анодом является тонкая металлическая нить, расположенная по оси цилиндра. Счетчик заполнен специально подобранным газом, например, аргоном, при давлении 10 - 760 мм рт. ст. Между катодом и анодом за счет внешнего источника создается разность потенциалов 300 - 2500 В. Традиционная схема включения счетчика Гейгера-Мюллера в электрическую цепь показана на рис.3. Рис.3. Схема включения счетчика Гейгера – Мюллера. 1 – катод, 2 – анод, 3 – сопротивление нагрузки, 4 – разделительный конденсатор, 5 – источник питания. Регистрируемая частица, проходящая через объем счетчика, создает на выходе схемы электрический импульс. Физические процессы, происходящие в газоразрядных счетчиках, можно разделить на три стадии: первичная ионизация, вторичная ионизация, повторные лавины. Первичная ионизация. Она возникает вдоль траектории заряженной частицы, проходящей через счетчик. Первичные ионы могут возникнуть в любой области счетчика. Если трек умещается внутри трубки счетчика, то число ионов пропорционально энергии частицы. Вторичная ионизация. Первичные электроны и положительные ионы движутся к электродам, разгоняясь электрическим полем. Электрическое поле внутри счетчика неоднородно, что является следствием асимметричности геометрии электродов. Электроны, движущиеся к нити-аноду, попадают в область очень больших электрических полей (силовые линии у нити сгущаются) и вблизи нити резко ускоряются. В результате возникает вторичная ударная ионизация. Вновь выбитый электрон успевает разогнаться и произвести новую ионизацию. Следовательно, процесс носит лавинный характер. На один первичный электрон в лавине ударных ионизаций образуется более 103 вторичных частиц. Вторичная ионизация происходит в области порядка 0,1 мм около нити, а первичные электроны образуются вне этой области во всем пространстве счетчика. Первичную лавину отличает малая длительность – примерно 10-8с. Повторные лавины. Повторные лавины, как следствие первой лавины, могут возникать в счетчике за счет двух различных механизмов. Первый механизм обусловлен быстро протекающими процессами. В начале развития лавины электроны возбуждают нейтральные молекулы, которые, возвращаясь в исходное состояние, испускают фотоны. Эти фотоны выбивают из катода за счет явления фотоэффекта электроны, которые и являются родоначальниками новых лавин. Время развития этого процесса 10-6 с. Второй механизм образования повторных лавин обусловлен более медленными процессами. Он состоит в том, что положительные ионы, доходя до катода, выбивают из него электроны в процессе нейтрализации, т.к. потенциал ионизации атомов газа, заполняющего счетчик, в несколько раз выше работы выхода электронов из металла (4-5 эВ). Длительность развития лавины имеет порядок 10-4с. Таким образом, если два рассмотренных механизма смогут вызывать повторные лавины неопределенно длительное время, то разряд в счетчике превращается в самостоятельный. В этом случае возникает проблема гашения самостоятельного разряда. Счетчики Гейгера-Мюллера работают в режиме самостоятельного разряда с гашением. Импульс напряжения, создаваемый этими счетчиками достаточно велик (0,2-40 В) и не зависит от энергии регистрируемой частицы. Следовательно, эти счетчики только регистрируют частицу без измерения ее энергии. Разрешающее время этих счетчиков 10-3 – 10-5с (в лучших до 10-7с). Конструктивные особенности счетчиков определяются видом регистрируемых частиц, в первую очередь их энергией и проникающей способностью. 2. Эффективность счетчика. Эффективностью счетчика называется отношение числа регистрируемых счетчиком частиц или квантов к полному числу проходящих через него частиц. Счетчики Гейгера-Мюллера не обладают 100%-ной эффективностью. Это обусловлено тем, что частица, прошедшая через счетчик, может не создать даже одной пары ионов. Тем не менее, эффективность счетчика для электронов составляет 99% и даже 99,9%. Регистрация γ- лучей осуществляется через посредство быстрых электронов, образующихся при поглощении или рассеянии γ- квантов, в основном, в стенках счетчика. Эффективность счётчика для γ- лучей зависит от материала стенок (катода) и энергии γ- квантов и составляет обычно около 3%. 3. Счетная характеристика. Счетной характеристикой счетчика Гейгера-Мюллера называется зависимость скорости счета от приложенного напряжения при неизменной интенсивности ионизирующего облучения счетчика. Типичная счетная характеристика имеет четыре участка (рис.4). На участке малых напряжений (участок 1) регистрация импульсов не происходит. Напряжение начала счета Uп (пороговое напряжение) соответствует минимальным амплитудам импульсов, пропускаемых формирователем. Величина этого напряжения зависит от диаметра нити анода, рода газов, входящих в состав рабочей смеси, давления газа и т.д. На начальном участке счетной характеристики (участок 2) быстрый рост числа импульсов объясняется тем, что счетчик работает в области ограниченной пропорциональности, где возникновение разряда в счетчике зависит от числа первоначально образовавшихся пар ионов.  Рис. 4. Счетная характеристика. В области так называемого “плато” счетной характеристики (участок 3) число зарегистрированных импульсов практически не зависит от напряжения, т.к. каждая ионизирующая частица, попадающая в объем счетчика, вызывает электронно-ионную лавину и самостоятельный разряд в газе. В действительности плато имеет некоторый наклон, вызванный ложными импульсами за счет неполного гашения, краевых эффектов и т.д. Наличие плато обеспечивает устойчивую работу счетчика. Рабочее напряжение выбирается на середине плато. Хорошие счетчики имеют плато протяженностью 100-300 В с наклоном 5-7% на 100 В. При дальнейшем увеличении напряжения скорость счета резко возрастает (участок 4), т.к. счетчик переходит в режим спонтанного разряда. Пороговое напряжение, положение и длина плато являются индивидуальными характеристиками счетчика и могут меняться в широких пределах. Поэтому для правильного выбора рабочего напряжения необходимо снимать счетную характеристику каждого счетчика. Разрешающее время счетчиков. В течение разряда и некоторого промежутка времени, непосредственно следующего за разрядом, электрическое поле в счетчике имеет меньшую величину. Частицы, попавшие в счетчик в начальной стадии развития разряда, вообще не регистрируются. Этот интервал времени τ носит название мертвого времени счетчика. Промежуток времени, необходимый для полного восстановления электрического поля в счетчике после окончания мертвого времени, называется временем восстановления tв. Мертвое время определяет минимальный промежуток времени, которым должны быть разделены пролеты через счетчик частиц, чтобы они были зарегистрированы отдельно. Типичное значение мертвого времени для счетчиков Гейгера-Мюллера 10-3 –10-5с. Выполнение работы. Подготовить лабораторную установку к работе, проверив работоспособность источника питания, секундомера и счетчика импульсов. Установить минимально возможное напряжение питания счетчиков (250 В). Упражнение 1. Изучение счетной характеристики. Дважды снять счетную характеристику счетчика при разном потоке излучения. Возможные варианты: а) максимальная интенсивность потока излучения (источник β-частиц открыт полностью), работают оба счетчика; б) облучается левый счетчик (пластина закрывает излучение, идущее на правый счетчик); в) облучается правый счетчик (пластина закрывает излучение, идущее на левый счетчик); г) источник излучения убран из свинцового домика (счетчик измеряет фоновое излучение). Для экономии времени рекомендуется снятие счетной характеристики проводить только для напряжений, превышающих пороговое. Пороговое напряжение определите по началу счета при плавном увеличении напряжения питания счетчиков. Дальнейшие измерения проводите шагом 25 В. Время измерения каждой точки 5-10 мин. При увеличении счета на 20% по отношению к уровню плато измерения прекращают во избежание выхода счетчика из строя и уменьшают напряжение. Определите фон Nф, для чего закрыть кювету с источником излучения алюминиевой пластинкой толщиной не менее 2 мм и определить счет за tф=5-10 минут. Результаты записать в таблицу 1. Таблица 1.
Результаты измерений представить графически в виде n = f(U) c учетом погрешностей измерений. За абсолютную погрешность проведенных измерений принять среднестатистическую ошибку  Определить пороговое напряжение, протяженность плато, его наклон в процентах на 100 В. Выбрать рабочую точку счетчика. Упражнение 2. Определение мёртвого времени счётчика.
Таблица 2.
 Контрольные вопросы.
ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА 6.5 ОПРЕДЕЛЕНИЕ КОЭФФИЦИЕНТА ПОГЛОЩЕНИЯ β- ИЗЛУЧЕНИЯ Цель работы: экспериментальное изучение кривой поглощения β - излучения в алюминии, оценка верхней границы энергии β - спектра. Пpибоpы и оборудование: прибор "Арион" со свинцовым домиком, источник β - излучения (соль KCl) , алюминиевые пластины. Взаимодействие β - излучения с веществом. При прохождении через вещество пучок быстрых электронов уменьшает свою интенсивность, что позволяет говорить о поглощении β- частиц. Явления, сопровождающие этот процесс, отличаются достаточно большой сложностью. Основное влияние на механизм поглощения оказывают четыре процесса: 1) упругое рассеяние электронов ядрами; 2) рассеяние электронов на электронах; 3) ионизационные потери энергии; 4) потери на излучение. 1. Упругое рассеяние электронов ядрами. При прохождении электрона через атом его отклонение (рассеяние) вызывается кулоновским взаимодействием с ядром. В силу большого отличия масс взаимодействующих частиц энергией отдачи ядра пренебрегают, и рассеяние считают упругим. Угловое распределение электронов Р(θ), упруго рассеянных атомными ядрами, теоретически рассчитано Моттом. Интегральное эффективное сечение рассеяния электронов ядрами σя Z2. Упругое рассеяние электронов, проходящих через вещество, может быть грубо разделено на четыре класса: 1) однократное рассеяние; 2) кратное рассеяние; 3) многократное рассеяние; 4) диффузия. Если толщина слоя d мала (d<<1/σN), где σ - эффективное сечение рассеяния, то происходит только однократное рассеяние, т.е. почти все рассеяние обусловлено лишь одним ядром. Для больших толщин (d 1/σN) получается кратное рассеяние, т.е. угол рассеяния обязан нескольким последовательным однократным актам рассеяния. При многократном рассеянии (среднее число актов рассеяния превосходит 20) угловое распределение рассеянных электронов является приблизительно гауссовым до тех пор, пока средний угол рассеяния меньше 20°. Для еще больших толщин (d >> 1/σN) угловое распределение рассеянных электронов принимает вид ω(θ) cos2θ. Средний угол рассеяния θ достигает максимальной величины θmax≈30° и остается постоянным при дальнейшем увеличении толщины. Это случай полной диффузии. Электроны выходят из слоя также и со стороны падающего пучка - обратно рассеянные электроны. Процесс многократного рассеяния играет большую роль при прохождении электронов через вещество. 2. Рассеяние электронов на электронах. Теоретическое исследование рассеяния движущихся электронов электронами оболочки атомов основывается на квантово-механическом рассмотрении взаимодействия двух тождественных частиц. Расчет выражения для эффективного сечения рассеяния электрона на электроне приводит к выводу, что интегральное эффективное сечение рассеяния σe Z. Таким образом, для электронов отношение эффективных сечений  , т.е. оба эффекта имеют одинаковое значение в случае водорода (Z=1), тогда как для средних ядер рассеяние преимущественно ядерное. Для золота, например, (Z=79) только около 1% рассеяния обусловлено атомными электронами.3. Ионизационные потери энергии. Взаимодействие β - частицы с электроном атома приводит к передаче ему некоторой доли энергии, следствием чего является либо вылет электрона за пределы атома (ионизация атома), либо переход электрона в более высокое энергетическое состояние (возбуждение атома). Эти два равновероятных процесса объединяют под общим названием ионизационных потерь энергии. 4. Потери на излучение. При движении быстрых электронов через поглощающую среду существенную роль, наряду с ионизационными потерями, играют потери на излучение, возникающие при взаимодействии электронов с кулоновским полем ядер. Примером тормозного излучения является непрерывный спектр рентгеновских лучей, возникающих при торможении электронов на антикатоде рентгеновской трубки. Потеря энергии заряженной частицы на тормозное излучение называется радиационной. Для медленных электронов радиационные потери растут пропорционально Е, а для быстрых - несколько быстрее. Полные потери энергии электронами складываются из ионизационных и радиационных. Энергия Екр, при которой радиационные потери становятся равными ионизационным, называется критической. К примеру, для водорода, воздуха, алюминия, меди и свинца критическая энергия имеет соответственно следующие значения: 340, 83, 47, 22, 7 Мэв. Это превышает энергию электронов β-распада. Для электронов, испускаемых радиоактивными элементами, радиационные потери в общем балансе потерь играют незначительную роль. Прохождение электронов через поглотитель. П  усть на толстую пластинку (рис.1) нормально падает узкий пучок электронов.Рис.1. Вблизи границы быстрые электроны проходят в поглотителе некоторое расстояние приблизительно по прямой линии, теряя небольшое количество энергии и рассеиваясь лишь на малые углы. По мере уменьшения энергии электронов их рассеяние становится более сильным: угловое распределение электронов в пучке приближается к гауссовскому, характерному для многократного рассеяния. При дальнейшем рассеянии угловое распределение становится настолько размытым, что нельзя говорить о каком-нибудь преимущественном направлении движения электронов. Их распространение можно рассматривать как диффузию. Число электронов, прошедших через фольгу, будет монотонно убывающей функцией толщины фильтра. Для умеренных толщин уменьшение числа электронов является следствием, главным образом, обратной диффузии электронов, которые отклоняются на углы, превышающие 90˚ в результате сложения очень большого числа рассеяний на малые углы. По мере того, как толщина фильтра возрастает, уменьшается не только число прошедших фольгу электронов, но и их энергия. При значительном увеличении толщины пластинки уменьшение числа электронов происходит как вследствие рассеяния, так и по причине того, что некоторая их часть тормозится практически до нулевой энергии и выбывает из пучка. Предельная толщина вещества, практически полностью задерживающая первоначально падающие электроны, называется эффективным, или максимальным пробегом электронов Rэ. Величина Rэ определяется экспериментально по кривым поглощения. Пробег электронов измеряется как в единицах длины (см), так и в массовых единицах длины (г/см2), причем  Массовая толщина вещества численно равна массе пластинки площадью в 1 см2  , (г/см2).Прохождение электронов через поглотитель моноэнергетических β-частиц. Экспериментально кривые поглощения моноэнергетических электронов можно получить при измерении интенсивности β-частиц, прошедших через поглотитель переменной толщины. Схема экспериментальной установки приведена на рис.2. Результаты эксперимента с алюминием представлены на рис.3. Каждая кривая имеет после начальной выпуклой части довольно длинную прямолинейную часть с некоторым “хвостом” на конце. За эффективный пробег электронов принимают экстраполированный пробег Rэ, отмеченный на рисунке стрелочками. Экстраполированный пробег применяется для практических целей определения энергии электронов (метод поглощения для определения энергии β-частиц).  Рис. 2. Схема экспериментальной установки. 1 – источник  - частиц, 2 – коллиматор, 3 – поглотитель, 4 – счетчик -частиц, 5 – формирователь импульсов, 6 – счетчик импульсов. Рис. 3. Кривые поглощения моноэнергетических электронов разных энергий в алюминии. Форма кривой поглощения существенно зависит от расположения счетчика β-частиц относительно поглощающих фильтров. Это особенно заметно для малых толщин фильтров, когда число прошедших и падающих электронов практически равны. Электроны, прошедшие фильтр, имеют за счет многократного рассеяния более широкое угловое распределение. Если детектор электронов располагается не очень близко к фильтрам, то основная часть рассеянных электронов не регистрируется, и кривая поглощения будет спадающей с самого начала. Если детектор расположен к фильтрам настолько близко, что регистрирует все рассеянные электроны, то кривая поглощения будет иметь на значительном протяжении практически горизонтальный ход. Прохождение через поглотитель β-излучения, имеющего непрерывный энергетический спектр. Электроны, возникающие при β-радиоактивности химических изотопов, имеют непрерывный энергетический спектр с максимальной энергией Еmax. Кривые поглощения для β-излучения с непрерывным энергетическим спектром резко отличаются по форме от кривых поглощения для моноэнергетических электронов и имеют приблизительно экспоненциальный ход. Качественно начальную часть кривой можно объяснить тем, что в пучке β-частиц имеются электроны всевозможных энергий, в том числе и очень малых. Медленные же электроны поглощаются весьма сильно. Конец кривой поглощения асимптотически подходит к линии фона. Это объясняется постоянно уменьшающимся в β-спектре числом быстрых электронов и относительно слабым поглощением электронов максимальной энергии. Т   ипичная кривая поглощения β-излучения, полученная по схеме на рис.2, приведена на рис.4 и 5. Рис. 4. Рис. 5. Кривая поглощения (рис.4) описывается экспоненциальным законом  ,где N0 – число β-частиц до поглотителя, N – число частиц после прохождения слоя d, μ – линейный коэффициент поглощения (см –1). При измерении толщины d в массовых единицах закон поглощения запишется  где d΄=ρd (г/см2) – массовая толщина, μ΄=μ/ρ (см2∙г-1) – массовый коэффициент поглощения. Необходимость введения двух коэффициентов поглощения вызвана тем, что линейный коэффициент ослабления резко зависит как от природы поглощающего вещества, так и от граничной энергии β –спектра Еmax и примерно одинаков для химических элементов с близкими значениями Z. На практике часто используется понятие толщины слоя половинного поглощения d½, необходимого для уменьшения вдвое начальной интенсивности β –излучения. Так как и N(d½) = N0/2,то d½ =  .Все рассмотренные характеристики: μ, μ΄,d½,Rmax можно определить из экспериментальной кривой поглощения (рис.4 и 5). Измерения 1. Подготовить лабораторную установку к работе, проверив работоспособность источника питания, секундомера и счетчика импульсов. 2. Снять кривую поглощения по схеме рис. 2. Фольга располагается между счетчиками излучения и коллиматором. Нужная толщина фильтра достигается путем последовательного наложения алюминиевых пластинок друг на друга. Толщина фольги измеряется микрометром. Время измерения 3-5 минут. 3. Измерить фон установки. Он складывается из действия на счетчик: 1) космического излучения; 2) рассеянных β - частиц; 3) тормозного излучения; 4) γ - лучей в спектре источника. Для определения Nф необходимо определить счет установки с фильтром, задерживающим все β – лучи (толщиной, например, 2мм). 4. Заполнить таблицу I. Таблица I.
Обработка результатов. 1. Построить графики n = f(d) и lnn = f(d) с учетом погрешности измерений. 2. Определить по графикам предельный пробег электронов Rβmax. 3. Пользуясь уравнением рассчитать линейный коэффициент ослабления μ. По формуле  рассчитать массовый коэффициент .4. Определить толщину слоя половинного поглощения d1/2 . 5. По величине предельного пробега электронов Rβmax и толщине слоя половинного поглощения d1/2 оценить предельную энергию Emax β - спектра. 6. Сравнить полученные результаты с данными, известными из литературы. 7. Оценить погрешности полученных результатов. Контpольные вопросы. 1. Механизм и закономерности рассеяния электронов ядрами атомов, электронов на электронах. 2. Механизм и закономерности ионизационных потерь и потерь электронами энергии на излучение. 3. Прохождение электронов через поглотитель. 4. Методика эксперимента по изучению поглощения электронов веществом. 5. Прохождение через вещество моноэнергетических электронов. 6. Прохождение через вещество β- излучения с непрерывным спектром. 7. Физический смысл понятий: массовая толщина, линейный и массовый коэффициент поглощения, эффективный пробег β - частицы. Методика их определения. Список литературы
1 2
|
|||||||||||||||||||||||||||||||||||||||||||||||||||||||||||||
, равной разности энергий соответствующих стационарных состояний.
,
