С.Г.Авдєєв, Т.І.Бабюк, П.В.Гель, О.С. Камінський

С.Г.Авдєєв, Т.І.Бабюк, П.В.Гель, О.С. Камінський

ЛАБОРАТОРНИЙ ПРАКТИКУМ

З ФІЗИКИ

Частина 3

(ядерна фізика, статистична фізика і термодинаміка,

фізика твердого тіла)

Міністерство освіти і науки України

Вінницький національний технічний університет

С.Г.Авдєєв, Т.І.Бабюк, П.В.Гель, О.С. Камінський

ЛАБОРАТОРНИЙ ПРАКТИКУМ

З ФІЗИКИ

Частина 3

(ядерна фізика, статистична фізика і термодинаміка,

фізика твердого тіла)

 

 

Затверджено Вченою радою Вінницького національного технічного університету як лабораторний практикум для студентів університету. Протокол №8 від 2 березня 2006 року.

 

Вінниця ВНТУ 2006

УДК 53 (075)

А 75

 

 

Рецензенти:

П.М. Зузяк, доктор фізико-математичних наук, професор

В.Г. Дзісь, кандидат технічних наук, доцент

І.О. Сівак, доктор технічних наук, професор

 

 

Рекомендовано до видання Вченою радою Вінницького національного технічного університету Міністерства освіти і науки України

 

Авдєєв С.Г., Бабюк Т.І., П.В.Гель, О.С. Камінський

А75 Лабораторний практикум з фізики, ч.3 (ядерна фізика, статистична фізика і термодинаміка, фізика твердого тіла). Лабораторний практикум. Видання третє, перероблене і доповнене. – Вінниця: ВНТУ, 2006. - 122с.

 

Посібник складено відповідно до діючої програми з курсу фізики для технічних вузів і пропонується студентам всіх форм навчання.

 

УДК 53 (075)

 

 

© С.Г. Авдєєв, Т.І. Бабюк, П.В. Гель, О.С. Камінський, 2006

ЗМІСТ

 

Розділ перший. ФІЗИКА АТОМА ТА ЯДРА....…...................................
Лабораторна робота № 6.1 Визначити втрати енергії частинок за довжиною вільного пробігу в повітрі ………………….................................
Лабораторна робота № 6.2 Визначення активності випромі-нювання ……....................................................................................................
Лабораторна робота № 6.3 Визначення лінійного коефіцієнта осла-блення і енергії гама-квантів у свинці для ..............................................
Лабораторна робота № 6.4 Вивчення іонізуючого випромінювання фотоемульсійним методом..................................................................................
Лабораторна робота № 6.5 Визначення питомого заряду електрона методом магнетрона.............................................................................................
Розділ другий. ЕЛЕМЕНТИ СТАТИСТИЧНОЇ ФІЗИКИ ТА ТЕРМОДИНАМІКИ......................................................................................
Лабораторна робота № 7.1 Визначення відношення теплоємностей газу методом Клеймана Дезорма............................................................................
Лабораторна робота № 7.2 Визначення коефіцієнта внутрішнього тертя та середньої довжини вільного пробігу молекул повітря............................
Лабораторна робота № 7.3 Визначення коефіцієнта в’язкості рідини методом Стокса...............................................................................................
Лабораторна робота № 7.4 Визначення коефіцієнта теплопровідності металів...............................................................................................................
Лабораторна робота № 7.5 Дослідження критичних явищ в системі рідина-пара........................................................................................................
Лабораторна робота № 7.6 Вивчення зміни ентропії при нагріванні і плавленні свинцю............................................................................................
Лабораторна робота № 7.7 Вивчення розподілу Максвела за швидкостями фотоелектронів.....................................................................................
Лабораторна робота № 7.8 Визначення коефіцієнта поверхневого натягу рідин.............................................................................................................
Розділ третій. ФІЗИКА ТВЕРДОГО ТІЛА................................................
Лабораторна робота № 8.1 Дослідження температурної залежності електропровідності напівпровідників і визначення енергії активації.........
Лабораторна робота № 8.2 Дослідження ефекту Холла в напів-провідниках.......................................................................................................
Лабораторна робота № 8.3 Вивчення фотоелектричних явищ в напівпровідниках та характеристик напівпровідникового фотоелемента....
Лабораторна робота № 8.4 Вивчення фізичних властивостей p-n-переходу в напівпровідниковому діоді...................................................
Лабораторна робота № 8.5 Принцип роботи та вольт-амперна характеристика тунельного діода...............................................................................
Лабораторна робота № 8.6 Вивчення принципу роботи та зняття характеристик біполярного транзистора.................................................................
Лабораторна робота № 8.7 Дослідження зміни провідності напів-провідникових діодів залежно від температури...........................................
Лабораторна робота № 8.8 Якісний рентгеноспектральний аналіз...........
Найважливіші фізичні сталі........................................................................
Література.......................................................................................................

 

 

Розділ перший.

ФІЗИКА АТОМА ТА ЯДРА

Лабораторна робота № 6.1
ВИЗНАЧЕННЯ ВТРАТ ЕНЕРГІЇ a-ЧАСТИНОК ЗА ДОВЖИНОЮ ВІЛЬНОГО ПРОБІГУ В ПОВІТРІ

 

Мета роботи: за допомогою торцевого лічильника з досить тонким вхідним вікном виміряти залежність N(х)=f(х) і розрахувати енергію a частинок.

Прилади і матеріали: перерахувальний прилад ПСО-2,4 в комплекті з блоком детектування a-випромінювання; радіоактивний препарат Рu²³⁹.

Теоретичні відомості

Явище a- розпаду було відкрите в результаті вивчення природної радіоактивності хімічних елементів. Такі елементи розміщені в кінці періодичної системи Д.І. Менделєєва. Всього нараховується біля 40 природних і більше 100 штучних a-випромінювачів.

Рівняння a-розпаду має вигляд:

 

(1)

 

де – материнське ядро;

– дочірнє ядро;

– a-частинка (ядро атома гелію);

– енергія, яка звільняється при a-розпаді (кінетична енергія a-частинки).

Внаслідок випромінювання a-частинок заряд ядра зменшується на дві одиниці, а масове число – на чотири одиниці.

Енергія Е_a>0 тому a-розпад можливий в тому випадку, коли маса материнського ядра більша маси дочірнього ядра і атома гелію. Процес a розпаду має дві особливості, які були виявлені на основі експериментального вивчення a-розпаду. Зупинимось на цих особливостях.

1. Стала розпаду l і енергія a-частинок пов’язані законом Гейгера-Неттола, тобто:

lnl=B₁lnE_a+B₂. (2)

 

Для всіх сімейств радіоактивного розпаду стала B₁ одна і та ж, а В₂ змінюється від одного до іншого сімейства. Із закону Гейгера-Неттола випливає, що чим коротший час життя a-випромінювача, тим більша енергія a-частинок.

2. Енергія a-частинок для різних a-випромінювачів змінюється від 4 до 9 МеВ. Ця енергія значно менша тієї енергії, яку a-частинки повинні були одержати після розпаду за рахунок прискорення в електричному полі ядра. Тобто a-частинки після виходу з ядра повинні прискорюватись до енергії не менше ніж 30 МеВ. Однак експериментально спостерігаються лише a-частинки з енергіями від 4 до 9 МеВ.

Як пояснити закон Гейгера-Неттола? Чому енергія випромінюваних a частинок порівняно невелика? Відповіді на ці запитання дає квантова фізика. Перед початком a-розпаду у багатьох ядрах уже є a-частинки. Ці частинки, рухаючись у ядрі, мають енергію (рис. 6-1.1). Коли б не існувало потенціального бар’єра, a-частинки вилітали б з ядра, маючи при цьому енергію

.

На рис. 6.1 1:

V₀ – глибина потенціальної ями;

V_к – висота потенціального бар’єра;

– енергія a-частинок в ядрі;

Е_a – енергія a-частинки після виходу з ядра.

Вилітаючи з ядра, a-частинки мов би не помічають потенціального бар'єра. Згідно із законами квантової фізики a-частинкам притаманні хвильові властивості. Тому при попаданні на стінку потенціального бар’єра вони відбиваються від неї, як хвилі. Однак від стінки відбиваються не всі a -частинки. Деяка частина з них проникає крізь стінку і вилітає за межі радіоактивних ядер, маючи при цьому енергію Е_a. Процес проникнення a-частинок крізь потенціальний бар’єр називається тунельним ефектом. Отже, потенціальний бар'єр для квантових частинок має деяку прозорість.

З ростом енергії зменшується ширина потенціального бар'єра (рис. 6.1.1). Чим вужчий потенціальний бар’єр, тим вища імовірність виходу a-частинок з ядра. Таке фізичне пояснення має закон Гейзера – Неттола.

 

Рис. 6.1.1

Енергія a-частинок залежить від енергетичного стану дочірнього ядра після a-розпаду. Якщо дочірнє ядро знаходиться в основному (не збудженому) стані, то випромінюються лише моно-енергетичні a-частинки. Якщо ж новоутворене ядро може бути як в основному, так і в збудженому станах, то випромінюються декілька енергетичних груп a- частинок і g-квантів. На рис. 6.1.2 подана схема розпаду , де показані різні енергетичні групи випромінювання a-частинок.

Для a-розпаду спостерігаються три групи a-частинок з енергіями 4,559 МеВ;, 4,370 МеВ і 4,170 МеВ. Новоутворене ядро може перебувати як в основному стані, так і в двох збуджених станах.

Перехід новоутвореного ядра із збудженого стану в основний стан супроводжується випромінюванням двох g- квантів з енергіями 0,189 МеВ і 0,389 МеВ.

Для визначення енергії a-частинок за довжиною вільного пробігу в повітрі слід розглянути механізм взаємодії a- випромінювання з речовиною.

Заряджена частинка, рухаючись в речовині, встигає пролетіти деяку відстань перед тим, як втратить всю свою кінетичну енергію. Шлях зарядженої частинки в речовині до повної її зупинки називають лінійним пробігом. Лінійний пробіг визначається питомими втратами енергії. Чим більші густина атомних електронів і заряд частинки, тим більші втрати і тим менший пробіг цієї частинки в речовині. Важкі заряджені частинки, взаємодіючи в основному з атомними електронами, майже не відхиляються від початкового напрямку руху. Це говорить про те, що імовірність взаємодії з ядрами атомів досить низька.

Рис. 6.1.2

Одноразова максимальна втрата енергії a-частинкою при центральному зіткненні з електроном атома може бути оцінена за формулою:

, (3)

 

де m – маса електрона;

М – маса a-частинки;

Е_a – кінетична енергія a частинки до зіткнення.

Наприклад, для енергії Е_a=5,5 МеВ (DЕ)_max=3 кеВ. Якщо a- частинка при взаємодії з електронами атомів кожний раз втрачає половину максимальної енергії (DЕ)_max, то до повної зупинки вона зіткнеться не менше 3700 разів.

Для визначення довжини вільного пробігу a-частинок в повітрі слід побудувати залежність N(x) числа частинок, які реєструються блоком детектування на різних відстанях від a-випромінювача, від відстані Х.

Графік цієї залежності показаний на рис. 6.1.3

 

Рис. 6.1.3

Як видно з рис. 6.1.3, число зареєстрованих на різних відстанях х a– частинок спочатку трохи зростає, а потім різко спадає. Це пояснюється тим, що іонізаційні властивості a- частинок при зменшенні їх швидкості різко зростають.

Точка перегину А характеризує середній пробіг R₀ a- частинок у повітрі. Дотична, яка проходить через точку А, екстраполює найбільш прямолінійну частину цієї кривої з віссю х, дає значення екстрапольованого пробігу R_e. Різниця R_e-R₀=d приймається, як правило, за міру розкиду пробігів a-частинок.

Для a- частинок з енергією Е=5 МеВ, d/R₀=0,01. З ростом енергії a-частинок значення відношення d/R₀ зменшується. Оскільки величина d/R₀ досить мала, то пробіг частинок у повітрі однозначно визначається їх енергією.

У повітрі при нормальних умовах зв’язок міх середнім пробігом R₀ (см) і втратами енергії a-частинок Е (МеВ) виражається формулою:

R₀=0.318E^1.5. (4)

Ця формула добре збігається з експериментальними даними для a-частинок, енергія яких перебуває в межах 4 £Е£ 9 МеВ.

Порядок виконання роботи

У лабораторній роботі використовується блок детектування, реєструвальний пристрій якого виконаний на основі люмінофора ZnS, активованого атомами срібла. Ефективність спрацьовування такого пристрою не нижча 20%. Світлові імпульси вловлюються фотопомножувачем і багаторазово підсилюють створену ними електронну емісію. Перерахунковий прилад ПСО-2,4 дає можливість зареєструвати практично кожний імпульс на цифровому табло.

Увага! у лабораторній роботі використовується небезпечний радіоактивний препарат Рu²³⁹. Період піврозпаду 2,44×10⁴ років. Тому при виконні роботи будьте уважними!

1. Ознайомитись з лабораторною установкою за інструкцією або з допомогою лаборанта.

Мікрометричний гвинт, на торці якого укріплено радіоактивний препарат Рu²³⁹, встановити на нуль. При цьому препарат буде знаходитись на мінімальній відстані від флуоресціюючого екрана.

2. Провести вимірювання числа N(x) a-частинок через кожен 1 мм відстані препарата від поверхні лічильника (два повних оберти мікрогвинта). Час вимірювання t=100 с.

Результати вимірювань занести до таблиці.

	х (см)
	0,1	0,2	0,3	0,4	0,5	0,6	0,7	0,8	1,0	...	2,0
N(x)

3. Побудувати графік залежності кількості зареєстрованих a-частинок від відстані X між препаратом і лічильником.

4. Визначити величину середнього пробігу R₀ a-частинок згідно з описом в теоретичних відомостях і рис. 6.1.3.

5. Користуючись формулою (4) теоретичних відомостей, знайти втрати енергії a-частинками на іонізацію молекул повітря.

6. Оцінити точність виконаних розрахунків.

Контрольні запитання

1. Записати правило зміщення для a-розпаду і дати його характеристику.

2. Як пояснити закон Гейгера-Неттола?

3. Чому енергія випромінюваних a-частинок порівняно невелика?

4. Чому енергетичний спектр a-випромінювання має дискретний характер?

5. Як взаємодіють a-частинки з молекулами речовини?

6. Як знаходять довжину вільного пробігу a-частинок у повітрі та втрати енергії на іонізацію молекул повітря?

7. При радіоактивному розпаді Рu²³⁹ a-частинки що вилітають мають енергію Е_a=5,5 МеВ. На іонізацію молекул повітря витрачена енергія, яка знайдена в цій роботі. Де поділась решта енергії (Е_a-Е)?

 

Лабораторна робота № 6.2
ВИЗНАЧЕННЯ АКТИВНОСТІ ДЖЕРЕЛА
b-ВИПРОМІНЮВАННЯ

 

Мета роботи: освоїти один із методів визначення активності джерела -випромінювання.

Прилади і матеріали: перерахунковий прилад ПСО-2,4 з блоком детектування; джерело і -випромінювання Sr⁹⁰.

 

Теоретичні відомості

Процес самовільного перетворення нестійких ізотопів одних хімічних елементів в ізотопи інших елементів з випромінюванням елементарних частинок або ядер легких хімічних елементів називається радіоактивністю.

Явище радіоактивності обумовлене лише внутрішньою будовою ядра і не залежить від зовнішніх умов (тиску, температури, агрегатного стану та ін.). Всі спроби вплинути на хід радіоактивного розпаду не дали бажаних результатів.

Радіоактивний розпад не завжди закінчується утворенням стабільного ядра. У багатьох випадках спостерігаються ланцюжки радіоактивних розпадів, в яких ядра знаходяться в близькій взаємодії одне з одним. Такі радіоактивні ланцюжки називають радіоактивними рядами.

Серед природних радіоактивних речовин є принаймні три елементи, період піврозпаду яких є одного порядку з віком Землі, приблизно рівним 4,5×10⁹ років. До них відносяться ізотопи ₉₂U²³⁸ (Т_1/2=4,5×10⁹ років), ₉₂U²³⁵ (Т_1/2=7,13×10⁸ років), і ₉₀Th²³² (Т_1/2=1,4×10¹⁰ років). Ці елементи розміщені в кінці періодичної системи Менделєєва і входять до групи актиноїдів. Вони дають початок трьом природним радіоактивним рядам: урану (₉₂U²³⁸), актинію (₉₂U²³⁵) і торію (₉₀Th²³²).

Імовірність радіоактивного розпаду l ядра за одиницю часу є сталою величиною для даного елемента. Звідси випливає, що число актів радіоактивного розпаду dN за інтервал часу dt пропорційне кількості радіоактивних ядер N(t) в момент часу t.

. (1)

Величину l, яка має розмірність с^-1 називають сталою радіоактивного розпаду. Знак мінус у співвідношенні (1) вказує на зменшення числа радіоактивних ядер з часом.

Інтегрування диференціального рівняння (1) після поділу змінних дає вираз:

, (2)

де В – константа інтегрування.

При t=0 число радіоактивних ядер було, рівним N₀. Тому:

. (3)

З (2) і (3) одержимо:

. (4)

Або

. (5)

Потенціюючи вираз (5), одержимо:

. (6)

Рівняння (6) відоме під назвою закону радіоактивного розпаду. В цьому рівнянні:

N(t) – число ядер, які не розпались на момент часу t;

N₀ – початкове число атомних ядер;

l – стала радіоактивного розпаду.

Кількість ядер, які розпадаються за час t, визначається співвідношенням:

. (7)

Час, за який розпадається половина початкового числа ядер, називається періодом піврозпаду Т. Величина Т визначається із співвідношення:

,

звідки:

, (8)

де – середній час життя радіоактивного ядра.

Нові продукти розпаду можуть бути також радіоактивними. Якщо період піврозпаду препарату «А» значно більший періоду піврозпаду препарату «В», то число ядер N_B виражається через число ядер N_А таким співвідношенням:

. (9)

Через деякий час t між радіоактивними нуклідами «А» і «В» наступить рівновага, тобто;

. (10)

 

Будь-який радіоактивний розпад характеризується активністю розпаду, тобто числом розпадів за одиницю часу.

Із закону радіоактивного розпаду легко визначити активність А:

,

де — початкова активність препарату.

Тому:

. (11)

Одиницею активності будь-якого препарату є 1 Бк (Бекерель), тобто один акт розладу за 1с. ().

Дещо раніше користувались одиницею активності в 1 Кі (кюрі).

І Кі = 3,7×10¹⁰ Бк.

Слід відмітити, що хімічно чистий радій масою 1 г якраз має активність в 1 Кі.

Після відкриття явища радіоактивного розпаду було виявлено, що різні ядра розпадаються по-різному, з випромінюванням різних частинок. Розрізняють три основні види радіоактивності, які позначають грецькими буквами a, b і g.

Розглянемо детальніше природу b-розпаду. Бета-розпадом називається група перетворень атомних ядер, при яких один із нейтронів в ядрі перетворюється в протон або один із протонів у ядрі перетворюється в нейтрон. Одна із особливостей b- розпаду – це суцільний енергетичний спектр b-частинок. Розподіл b-частинок подано на рис. 6.2.1:

Енергія b- частинок змінюється від нуля до максимального значення. Енергетичний спектр b-частинок вимірюється магнетним b-спектрометром.

Крім електронів (позитронів) при b- розпаді випромінюється нейтрино n₀ (антинейтрино ). Нейтрино і антинейтрино мають спін і рухаються подібно до g- кванта зі швидкістю світла, не маючи при цьому ні маси, ні заряду.

Енергія b- частинки . Вона залежить від енергії, яку при цьому має нейтрино, що і є головною причиною суцільного спектра b-частинок. В середньому разом з b- частинками звільняється енергія, яка дорівнює .

 

Рис. 6.2.1

Згідно з сучасною теорією ядро, яке містить надлишок нейтронів порівняно зі стабільним ядром з таким же порядковим номером Z, здатне на b-розпад. При цьому в ядрі відбувається перетворення одного із нейтронів в протон:

, (12)

де ₊₁р¹ – протон;

_-1b⁰ – електрон;

– антинейтрино.

Якщо ж ядро має надлишок протонів, порівняно з числом нейтронів, то в ядрі можливе перетворення:

, (13)

де ₀n¹ – нейтрон;

_-1b⁰ – позитрон;

n₀ – нейтрино.

Таке перетворення протона в нейтрон (13) можливе лише в ядрі. Вільний протон не може мати достатньої енергії для такого перетворення. Джерелом додаткової енергії можуть бути нуклони в збудженому ядрі.

Існує ще один вид b-розпаду, який пов’язаний із захопленням ядром одного із електронів оболонки атома. В результаті один із протонів ядра перетворюється в нейтрон, випускаючи при цьому нейтрино:

. (14)

 

Дочірнє ядро може виявитись у збудженому стані, тому воно здатне на випромінювання одного або кількох g-фотонів.

Захоплення електрона ядром може відбутись з К-, L- або М-оболонки атома. Заповнення утворених вакансій більш високо розміщеними електронами приводить до рентгенівського випромінювання, за допомогою якого і було виявлене електронне захоплення у 1937 році.

 

Порядок виконання роботи

Перед виконанням лабораторної роботи слід ознайомитись за інструкцією або за допомогою лаборанта з будовою і порядком роботи на перерахунковому приладі ПСО-2,4.

1. Привести лабораторну установку в робочий стан, при цьому цифрове табло повинно висвічувати нулі.

2. Виміряти радіоактивний фон N_ф. Час вимірювання фону t=100 с. Дослід проробити тричі.

3. Одержати у лаборанта досліджуваний і еталонний радіоактивні зразки. Протягом часу t = 100 с виміряти число імпульсів від кожного препарату. Кожний дослід виконати не менше трьох разів. Результати вимірювань фону і препаратів занести до таблиці:

	Nф (імп)	Nд (імп)	Nет (імп)	Ад (Бк)
Середні значення

4. Визначити активність досліджуваного радіоактивного препара­ту, користуючись формулою:

,

де А_ет – активність еталонного препарату, яка згідно з паспортом рівна 2×10³ Бк;

– середні значення імпульсів, які зафіксовані перерахунковим приладом за час t = 100 с.

5. Оцінити похибки вимірювань.

Контрольні запитання

І. Який фізичний зміст сталої радіоактивного розпаду та який зв’язок має ця стала з періодом піврозпаду?

2. Вивести закон радіоактивного розпаду.

3. Які процеси відбуваються у ядрах при різних видах b- розпаду?

4. Записати і дати пояснення правил зміщення для трьох видів b- розпаду?

5. На якому принципі працює лічильник Гейгера-Мюллера?

6. В яких одиницях вимірюється активність радіоактивних препаратів?

Лабораторна робота № 6.3

ВИЗНАЧЕННЯ ЛІНІЙНОГО КОЕФІЦІЄНТА ОСЛАБЛЕННЯ І ЕНЕРГІЇ ГАММА-КВАНТІВ У СВИНЦІ ДЛЯ Co⁶⁰

Мета роботи: ознайомитись з експериментальним методом визначення лінійного коефіцієнта ослаблення гамма-квантів у речовині та визначити їх енергію.

Прилади і матеріали: експериментальна установка, до складу якої входять: перерахунковий пристрій, лічильник Гейгера; радіоактивний препарат Co⁶⁰ та свинцеві пластинки.

Теоретичні відомості

Проходячи через речовину, g- кванти рухаються зі швидкістю світла і або зовсім не взаємодіють з частинками речовини, або при взаємодії можуть віддавати повністю чи частково свою енергію. Механізм взаємодії g-випромінювання буде розглянуто нижче.

Із проходженням пучка g- випромінювання через речовину число g- квантів в ньому поступово зменшується. Зменшується також інтенсивність цього випромінювання. Детальний аналіз показує, що інтенсивність g- квантів у вузькому пучку при проходженні через речовину зменшується за експоненціальним законом:

І=І₀е^-mх, (1)

де І_о – початкова інтенсивність;

І – інтенсивність пучка g- квантів після проходження шару речовини товщиною х;

m – коефіцієнт ослаблення, який залежить від властивостей речовини і енергії g-квантів.

Товщина шару поглинальної речовини, при якій інтенсивність падаючого пучка зменшується вдвоє, називається товщиною половинного ослаблення. Знайдемо цю величину:

.

Звідки

. (2)

Для 10 – кратного ослаблення ця товщина дорівнює:

. (3)

Відомо біля десяти процесів взаємодії з речовиною, з яких основним є: фотоефект, комптонівське розсіювання і народження електронно-позитронних пар. Тому коефіцієнт ослаблення g- квантів можна подати у вигляді суми трьох складових

m=m_ф+m_к+m_п, (4)

де m_ф, m_к, m_п – лінійні коефіцієнти ослаблення відповідно за рахунок фотоефекту, комптонівського розсіювання і утворення електронно-позитронних пар. Для знаходження залежності коефіцієнта ослаблення від енергії g-квантів і властивостей речовини зупинимось на процесах поглинання дещо детальніше.

Фотоефект

Електрон, який знаходиться в атомі, не можна вважати вільним. Між ним і ядром (а також і іншими електронами) діють сили взаємодії. Тому при поглинанні g-кванта електроном, який знаходиться в атомі, деяка частина енергії імпульсу передається ядру атома.

Як показують розрахунки, в цьому випадку закони збереження енергії і імпульсу завжди можуть бути виконані одночасно. При цьому електрон набуває значної енергії і, як правило, залишає атом.

Енергія фотоелектронів дорівнює різниці між енергією –кванта і енергією зв'язку даного електрона в атомі:

Е_е = Е_g – Е_е.з, (5)

де Е_g – енергія g- кванта;

Е_е.з – енергія зв'язку електрона в атомі.

Якщо електрон вилітає з внутрішньої електронної оболонки, то на неї переходить електрон з більш високої оболонки і заповнює вакансію. Різні енергії зв'язку електронів на цих двох оболонках є причиною появи рентгенівського випромінювання і електронів Оже, які мають незначну енергію. Поява рентгенівського випромінювання і електронів Оже, продовжується до тих пір, поки атом не повернеться в свій основний енергетичний стан. Фотоефект, електрони Оже і рентгенівське випромінювання викликають інтенсивну вторинну іонізацію при взаємодії з атомами поглинальної речовини. Імовірність процесу фотоефекту зменшується із збільшенням енергії g- квантів і росте в залежності від росту порядкового номера поглинальної речовини в таблиці Менделєєва:

, (6)

де Z – порядковий номер поглинальної речовини;

r – густина поглинальної речовини;

Е_g – енергія g-квантів.

Фотоефект найбільш інтенсивний у випадку внутрішніх, міцно зв'язаних електронів і є домінуючим для енергій -квантів, які не перевищують 0,7МеВ.

Комптонівське розсіювання.

g- кванти більш високих енергій взаємодіють швидше не з полем всього атома (як у випадку фотоефекту), а з окремим електроном. У цьому випадку поглинання електроном - кванта миттєво закінчується випромінюванням нового - кванта з дещо меншою енергією. Такий процес називають розсіюванням випромінювання на вільних електронах або ефектом Комптона.

Енергія розсіяного g-фотона Е΄ при комптонівському розсіюванні дорівнює:

Е΄_g = Е_g - Е_ек, (7)

де Е_g – енергія падаючого g-фотона;

Е_ек – кінетична енергія розсіяного електрона.

Довжина хвилі розсіяного g-фотона пов'язана з довжиною хвилі падаючого g-фотона формулою Комптона:

, (8)

де m₀ – маса електрона;

с – швидкість світла;

h – стала Планка;

q – кут розсіювання;

l' – довжина хвилі розсіяного g-фотона.

Імовірність комптонівського розсіювання росте з ростом атомного номера Z і падає із ростом їх енергії:

. (9)

Комптонівське розсіювання відбувається інтенсивніше на найбільш слабко зв'язаних електронах. Розсіяний g-квант може мати достатню енергію, щоб ще раз розсіятись чи здійснити фотоефект. Тому комптонівське розсіювання, як правило, супроводжується випромінюванням рентгенівських променів і електронів Оже, а також має місце інтенсивна іонізація.

Порядок виконання роботи

Лабораторна установка дає можливість визначити загальний коефіцієнт ослаблення g- променів у свинці. Для виконання цієї роботи слід одержати в лаборанта радіоактивний препарат Co⁶⁰, який знаходиться в свинцевому контейнері, що має коліматорний отвір і свинцеві фільтри, товщина яких по 1 мм.

При роботі з радіоактивним препаратом Co⁶⁰ будьте уважними!

1. Виміряти інтенсивність g-променів, тобто число g-квантів без поглинальних фільтрів. Час випромінювання 1...2 хв.

2. На шляху проходження g-променів між препаратом і лічильником розмістити спочатку одну пластинку, потім дві і т.д., як поглинальні фільтри. Виміряти N(x). Час вимірювання 1...2 хв.

Результати вимірювань занести до таблиці.

	х, см
	0,1	0,2	0,3	0,4	0,5	0,6	0,7	0,8	0,9
N(x)
ln N(x)

 

3. Побудувати графік залежності In N(x) = f(x).

Підберіть масштаб для N(x) таким, щоб кут нахилу одержаної лінії до осі х складав не менше 30° рис. 6-3.2.

4. Користуючись графіком залежності lnN(x)=f(x), знайдіть коефіцієнт поглинання g-променів у свинці;

,

тобто коефіцієнт поглинання визначається як тангенс кута нахилу експериментальної лінії в області найбільшої прямолінійності. Для збільшення точності вимірювання не слід брати сусідні точки.

Рис. 6.3. 2

5. Користуючись графіками на рис. 6.3.1, знайти значення енергії g-квантів і коефіцієнтів ослаблення m_ф, m_к, m_п.

Результати вимірювань записати у такому вигляді:

m=m_ф+m_к+m_п

6. Зробити необхідні висновки про точність вимірювання.

 

Контрольні запитання

1. Природа g-випромінювання.

2. Як взаємодіють g- промені з речовиною?

3. Як можна зареєструвати g- випромінювання?

4. У чому полягає відмінність реєстрації g- випромінювання від інших видів випромінювання?

5. Де практично використовують м’яке та жорстке g- випромінювання?

Лабораторна робота № 6.4
ВИВЧЕННЯ ІОНІЗУЮЧОГО ВИПРОМІНЮВАННЯ ФОТОЕМУЛЬСІЙНИМ МЕТОДОМ

Мета роботи: ознайомитись з одним з методів реєстрації іонізуючого випромінювання – методом товстошарових фотоемульсійних пластинок.

Прилади і матеріали: біологічний мікроскоп з препаратопереміщувачем; товстошарові фотоемульсійніпластинки з і слідами іонізуючого випромінювання.

Теоретичні відомості

Доки частинка летить у вакуумі і ні з чим не взаємодіє, її неможливо спостерігати. Частинку можна зареєструвати лише при взаємодії її з речовиною. Відомі різні види взаємодії частинки з речовиною. Заряджені частинки, проходячи через речовину, викликають іонізацію і збудження атомів середовища, що, в свою чергу, може проявитись у вигляді помітних ефектів: імпульсів струму, спалахів світла і інше. Гамма-кванти самі не створюють іонізації, але, взаємодіючи з атомами середовища, вони можуть у результаті різноманітних ефектів породжувати швидкі електрони, які вже іонізують речовину. Нейтрони викликають різноманітні ядерні реакції, в ході яких виникають швидкі заряджені частинки: протони, -частинки, уламки атомних ядер та інші, або утворюються нестабільні ядра, які, як відомо, можна виявити за їх радіоактивністю.

Можливі процеси взаємодії частинок з речовиною і не позв'язана з іонізацією, наприклад, генерація квантів випромінювання Вавилова –Черенкова.

Всі ці процеси, суть яких – перетворення енергії випромінювання в інші види енергії, можна використати для реєстрації частинок. До пристроїв, в яких безпосередньо використовується створювана випромінюванням іонізація речовини, відносяться іонізаційні камери, газорозрядні лічильники Гейгера, напівпровідникові детектори, камера Вільсона, фотоемульсії і інші.

Зупинимось дещо детальніше на фотоемульсійному методі реєстрації заряджених частинок.

Як відомо, фотоемульсії є шаром желатину з вкрапленими в нього зернами бромистого срібла. Розмір зерен залежить від типу фотоемульсії і коливається в межах від 1 до 0,1 мкм. У тих фотоемульсіях, які використовуються для реєстрації заряджених частинок, для збільшення чутливості відносний вміст бромистого ср