I. Wiadomości wstępne.

1) Własności promieni .

Naturalne ciała promieniotwórcze wysyłają promienie , i γ Promienie  są strumieniem podwójnie zjonizowanych atomów helu (He⁺⁺) niosących po dwa elementarne ładunki dodatnie (2e⁺).Promienie  są strumieniem swobodnych elektronów wyrzucanych
z jądra, a γ stanowią strumień promieniowania elektromagnetycznego o długości fali γ rzędu
10^-13 m.

Charakterystyczną cechą cząstek  jest ich zdolność jonizacji atomów każdego środowiska, przez które cząstki te przechodzą. Zasięg R cząstek  danego pierwiastka promieniotwórczego w danym środowisku jest stały. Zasięg cząstki  otrzymuje się przez ekstrapolację prostego odcinka końcowej części krzywej Bragga do jonizacji zerowej.

Przy końcu krzywej jonizacji widać typowe dla cząstki  narastanie zdolności jonizacyjnej, która w maksimum jest około 2,5 razy większa niż na początku krzywej. Po osiągnięciu maksimum zdolność jonizacyjna szybko opada. Brak wzoru łączącego zasięg cząstek  z ich energią (prędkością). Istnieje natomiast podane przez Geigera proste prawo empiryczne łączące średni zasięg R cząstek  z ich prędkością , mianowicie:

R=a²

gdzie a = 9,6 10^-24, jeżeli R wyrażone jest w m, zaś  w m/s.

Między stałą rozpadu  a zasięgiem R cząstek  istnieje następujący związek empiryczny, znany jako prawo Geigera-Nuttalla.

Log R = A log  + B

gdzie A jest wspólną stałą dla wszystkich rodzin promieniotwórczych, B zaś stałą mającą inną wartość dla każdej rodziny promieniotwórczej .

Rozpatrzmy szczególny przypadek, gdy cząstki  o dużej energii, np. cząstki  toru C'
o energii 8,8 MeV, są rozproszone na jądrach uranu, który sam jest pierwiastkiem promieniotwórczym i emituje cząstki  o energii ponad dwa razy mniejszej (4,1 MeV).

Cząstki  emitowane przez jądro uranu mają na zewnątrz jądra energię kinetyczną 4 MeV. Cząstki  o takiej energii, rozpraszane na jądrach uranu, mogłyby zbliżyć się do jądra na odległość R₁= 610^-14 m, ponieważ dla tej odległości energia potencjalna cząstek  w polu kulombowskim jądra wynosi właśnie E_ = 4 MeV. Obszar o promieniu r < 610^-14m jest więc dla tych cząstek obszarem niedozwolonym. Oznaczamy przez E_ energię całkowitą, czyli sumę energii kinetycznej E_k i potencjalnej U_o , jaką posiadają cząstki  wewnątrz jądra uranu przed emisją w rozpadzie . Zjawisko przenikania cząstek  o energii 4 MeV w czasie rozpadu kolumbowskiej bariery potencjału, którą wg praw klasycznych mogłyby pokonać cząstki
 o energii 9 MeV i dostawania się do obszaru dozwolonego energetycznie, tzn. na odległość około 610^-14 m od jądra nazywamy tzw. efektem tunelowym.

2) Oddziaływanie cząstek  z materią.

Cząstki naładowane przechodząc przez materię doznają zderzeń z atomami,
tj. z elektronami i jądrami atomów, w rezultacie czego zostają rozproszone i tracą część swojej energii kinetycznej. Istotną rolę odgrywają dwa rodzaje zderzeń niesprężystych:

a) zderzenia niesprężyste z zewnętrznymi elektronami atomów, powodujące jonizację atomów (tzw. hamowanie jonizacyjne),

b) zderzenia niesprężyste z jądrami połączone z wypromieniowaniem energii (tzw. promieniowanie hamowania).

Przy zderzeniu cząstek ciężkich (cząstek ) z elektronami atomu straty energii na jedno zderzenie są małe. Również zderzenie cząstki  z jądrem prowadzi do małych odchyleń, a zatem straty na wypromieniowanie są małe.

Przy przejściu przez dany ośrodek naładowana cząstka  traci część swojej energii kinetycznej na wzbudzenie i jonizację atomów ośrodka. Straty energii wynikające ze zderzeń cząstki  z jądrem są do znikomo małe w porównaniu ze stratami energii przekazywanej elektronom. Wynika stąd że, straty energii kinetycznej cząstki  w zderzeniu z jądrami są do zaniedbania. Dla dużych parametrów zderzenia energia przekazana elektronom jest mała
i zaczyna być porównywalna z energią wiązania elektronów w atomie.

Według Bethego strata energii cząstki na jednostce drogi (nazywana czasem zdolnością hamującą ośrodka) wyraża się wzorem

gdzie n oznacza liczbę atomów w 1 cm³ absorbenta, Ze-ładunek jądra, I-średnią energię jonizacji, (c-prędkość światła, v-prędkość cząstki), m-masę elektronu, _o-stałą dielektryczną ośrodka. Wyraz

nazywa się współczynnikiem hamowania. Strata energii cząstki na jednostce drogi jest
w przybliżeniu funkcją wyrazu

Oznacza to, że strata energii cząstki nie zależy osobno od pędu p, a osobno od masy M cząstki, lecz od stosunku pędu do masy (albo energii do masy), przy czym ta zależność jest dla wszystkich cząstek jednakowa.

Zasięg cząstek  wysyłanych przez naturalne pierwiastki promieniotwórcze wyraża się wzorem

R oznacza tu zasięg protonów w powietrzu w warunkach normalnych.

3) Zasada działania licznika scyntylacyjnego.

W liczniku tym wykorzystany jest aktywowany ekran siarczku cynku bombardowany pojedynczymi cząstkami wysyłający błyski świetlne zwane scyntylacjami. Posłużyły one po raz pierwszy do badań nad rozpraszaniem cząstek . W badaniach tych liczono pojedyncze scyntylacje, obserwując ekran siarczku pod mikroskopem, później zastosowano fotopowielacz do detekcji scyntylacji. Fotopowielacz zawiera fotokatodę oraz około 10 elektrod, zwanych dynodami. Między fotokatodę i ostatnią dynodę przykłada się napięcie rzędu 1000V, które jest rozdzielane na poszczególne dynody za pomocą dzielnika napięć tak, że napięcie pomiędzy sąsiednimi dynodami jest rzędu 100V.

Cząstka przechodząca przez scyntylator traci energię na jonizację, wzbudzenie i częściowo na dysocjację cząsteczek scyntylatora. Część f tej energii zamienia się na energię emitowanych przez scyntylator fotonów. Liczba fotonów wynosi n = fE/, gdzie  jest średnią energią fotonu. Jedynie część fotonów osiąga fotokatodę, te które docierają do niej wybijają z niej elektrony, przy czym  to wydajność tego procesu. Z całkowitej liczby powstałej fotoelektronów tylko część p (p-współczynnik zbierania fotoelektronów) dociera do pierwszej dynody. Stosunek liczby wybitych z dynody elektronów do liczby elektronów padających na dynodę nazywamy współczynnikiem emisji wtórnej i oznaczamy literą σ. Fotopowielacz o m-dynodach (m stopniowy) ma współczynnik wzmocnienia M = σ^m. Liczba elektronów, które osiągają anodę fotopowielacza, wynosi Świecenie scyntylatora wywołane cząstką padającą spada wg. prawa eksponencjalnego tak, że liczba fotonów wysłana w czasie t po przejściu cząstki wynosi

gdzie  jest czasem zaniku fluorescencji.

II. Schemat blokowy układu pomiarowego.

gdzie:

1.zasilacz wysokiego napięcia (wkładka ZWN-21)

2.przelicznik elektronowy (wkładka P-44 l)

3.licznik scyntylacyjny.

III. Tabele pomiarowe i charakterystyki.

1) Badanie charakterystyki licznika w przedziale napięć 660-1000V.

U[V]	Tło		^238U+Tło			^238U
	m.o[imp]	z.o[imp/s]	m.[imp]	z.[imp/s]	m.-m.o [imp]		z.-z.o [imp/s]
660	0	0	62731	1254,62	1254,62		1254,62
675	0	0	135974	2719,48	2719,48		2719,48
690	0	0	215867	4317,34	4317,34		4317,34
705	0	0	304283	6085,66	6085,66		6085,66
720	0	0	396489	7929,78	7929,78		7929,78
735	0	0	473280	9465,6	9465,6		9465,6
750	0	0	543981	10879,62	10879,62		10879,62
765	0	0	608631	12172,62	12172,62		12172,62
780	0	0	661563	13231,26	13231,26		13231,26
795	0	0	711275	14225,5	14225,5		14225,5
810	1	0,02	747615	14952,3	747614		14952,28
825	1	0,02	783059	15661,18	783058		15661,16
840	1	0,02	811051	16221,02	811050		16221,0
855	1	0,02	839733	16794,66	839732		16794,64
870	1	0,02	870833	17416,66	870832		17416,64
885	1	0,02	907714	18154,28	907713		18154,26
900	1	0,02	947369	18947,38	947368		18947,36
915	1	0,02	1003178	20063,56	1003177		20063,54
930	1	0,02	1065478	21309,56	1065477		21309,54
945	1	0,02	1146343	22926,86	1146342		22926,84
960	1	0,02	1247799	24955,98	1247798		24955,96
975	1	0,02	1359809	27196,18	1359808		27196,16
990	1	0,02	1486818	29736,36	1486817		29736,34
1000	1	0,02	1579592	31591,84	1579591		31591,82

2) Pomiar zasięgu cząstek  w powietrzu.

X	Tło		^238U+tło		^238U
	mo	zo	m.	Z	m-mo	z-zo
[cm]	[imp.]	[imp./s]	[imp.]	[imp/s]	[imp.]	[imp/s]
0	0	0	825529	16510,58	825529	16510,58
0,05	0	0	600107	12002,14	600107	12002,14
0,1	0	0	589584	11791,68	589584	11791,68
0,15	0	0	496668	9933,36	496668	9933,36
0,2	0	0	426682	8533,64	426682	8533,64
0,25	0	0	416868	8337,36	416868	8337,36
0,3	0	0	390401	7808,02	390401	7808,02
0,35	0	0	331631	6632,62	331631	6632,62
0,4	0	0	2923373	5847,46	2923373	5847,46
0,45	0	0	271146	5422,92	271146	5422,92
0,5	0	0	241788	4835,76	241788	4835,76
0,55	0	0	89340	1786,8	89340	1786,8
1	0	0	25709	514,18	25709	514,18
1,5	0	0	3041	60,82	3041	60,82
2	0	0	91	1,82	91	1,82
2,5	0	0	6	0,12	6	0,12
3	0	0	5	0,1	5	0,1
3,5	0	0	4	0,08	4	0,08
4	0	0	0	0	0	0

---