（3）核阻止本领

在前面讨论高速和低速重带电粒于的能量损失时，只是考虑了与靶原于的电子碰撞引起的电离损失（电子阻止）。认为入射粒子与靶物质原子核的弹性碰撞引起的能量损失（核阻止）相对于入射粒子与电子的非弹性碰撞引起的能量损失来讲是不重要的。对p 和α粒子，只是在很低能量时，才需考虑核阻止的贡献，这时核阻止作用的贡献可以与电子阻止作用的贡献相比较，甚至能超过电于阻止作用的贡献。当入射离子是低速重离子时，核阻止作用就显得重要了，这将在重离于能量损失时进步讨论。

如果我们把从低能到高能的重带电粒子的阻止本领与入射粒子能量E 的关系，画成下图所示的曲线（图中横坐标以靶物质的静止能量为单位)。我们看到在高速Bethe-Block 公式适用区域，(dE/dx)e正比于（1/v），速度稍低时，应考虑壳修正。在低速区，（dE/dx)e正比于v，这是低速区的最为显著的特点。在中理区尚无告适的理论计算公式，实际使用时都是一些实验数据的拟古公式。

（4）能量歧离现象

在前面讨论重带电粒子能量损失时，我们已知道带电粒子是与靶物质原子中的电子和靶原子核发生许多次碰撞而损失能量的。对任何个特定的入射粒子来说，它沿着径迹所经历的碰撞拉数及每次碰撞时所转移的能量都是随机变化的。对一柬具有相同能量的入射粒子来讲，它们在靶物质中碰撞过程的统计涨落，使能量损失有一分布（也就是相同能量的入射粒子，在靶物质中穿过同距离后，这些粒子的能量损失不是相等的）。我们前面所说的能量损失是对所有入射粒子求平均而得到的平均能量损失，而每个别粒子的能量损失是在这平均值附近涨落。这种能量损失的统计分布称为能量歧离。能量损失的歧离卦布可以用高斯分布来描写。

例如，3MeV 的单能质子束，穿过3.3mg/cm2的金箔后，能量减小了0.117MeV，而能量分散性增加5 倍（穿透前谱线的半宽度FWHM 是6. 5keV ，穿过物质后是34. 4keV），如下图所示。

所以，当一柬单能重带电粒子入射到靶物质上，在表面时，能量分布很窜，越到靶子深部，平均能量越来越小，能量分布越来越宽。在进行核物理实验测量时，特别是能谱分析时，应考虑这种谱线展宽现象。

① 重带电粒子在物质中的射程

（1）比电离

重带电粒子穿过靶物质（也称吸收体）时，使物质原于电离，产生电于离于对。这是人射粒子直接引起的电寓，称为原电离。电离过程中班出的δ电子，具有几千电子伏的动能，它可以进一步引起原子电离，产生更多的电子离子对，称为次电离。在吸收体中总的电离是这两部分电离之和，已知重带电粒于在物质中单位路程上的能量损失是与粒子速度、粒子的电荷态有关的，所以单位路程上产生的电子离子对数目也就与粒子速度和电荷态有关。同种粒子，速度慢的在单位路程上产生的电子离子对数目较多；速度相同的粒子，电荷态高的，在单位路程上产生的离子对数目较多。因此，重带电粒子贯穿物质时，从路程的开始端到路程的末端（粒子速度等于零），路上所产生的电子-离子时数目分布是不均匀的。我们把单位路程上的离子对数目称为比电离，以S表示，下图是α粒子和质子的比电离测量结果。当粒子接近它的路程末端时，比电离达到最大值，这对应于电离损失率的最大值。越过峰值之后，由于粒子能量几乎耗尽，比电离骤然下降，很快就降到零。.比较图中给出的α粒子和质子的比电离曲线。

（2）α粒子的射程

带电粒子在物质中运动时，不断损失能量，待能量耗尽，就停留在物质中。它沿原来入射方向所穿过的最大距离，称为入射粒子在该物质中的射程，以R表示。应当指出，“射程”和“路程”是两个平同的概念，射程（投影射程）是指入射粒子在吸收物质中，沿入射方向从入射点到它的终止点（速度等于零）之间的直线距离，亦即沿入射方向穿透的深度。而路程则是入射粒子在吸收体中所经过的实际轨迹的长度。一般路程大于射程，路程在入射方向上的投影就是射程。

重带电粒子的质量大，它与核外电子非弹性碰撞和它与原于核的弹性碰撞作用，不会导致入射粒子的运动方向有很大的改变，它的轨迹几乎是直线，因此可以认为射程近似地等于路程长度。

上图画出了测量α 粒子在空气中的射程的实验装置，一端放置一个α放射源，α射线经准直器准直后进入α粒子探测器进行计数，探测器可沿α粒子的出射方向移动。改变探测器离源的距离，测量α粒子的计数率，即可得到图（b）中所示的曲线a。在开始一段距离时，计数率保持不变，表明α粒子没有被空气吸收。当增加到一定距离时，计数率很快下降， 直降到零。这显示α粒子贯穿了这距离的空气层被吸收掉，全部停留在附近的区域内。距离为时，α粒子的计数降至原来的一半。对曲线a 求导，便可得到曲线b。曲线b 代表单位路程上的α粒子数的变化按路程的分布，称为微分曲线。它表示大多数α粒子停留在处，就是α位于在空气中的平均射程。由于碰撞过程的统计涨落，不仅引起能量歧离，而且还造成粒子在物质中的射程歧离现象，即能量相同的人射粒子束，它的射程长短有一分布，个别粒子的射程是在平均值附近涨落的。p，a等重带电粒子，射程涨落的大小是平均射程值的百分之几。相同速度的p 和α粒子，在同一物质的射程相同，但质子的射程歧离是α粒子的射程歧离的两倍。对低速的离子，电子阻止对射程歧离的贡献可忽略，主要是核阻止过程决定着射程歧离。另外，一束具有相同人射方向的带电粒子，与靶核碰撞而产生小角度偏转。在靶物质中穿过一定厚度时，许多次碰撞结果，导致粒子角度偏转有分布。多数沿着入射束方向出射，部分粒子偏离原来方向，向两侧出射，即存在着角度（运动方向）歧离，可用角度偏转的均方值来表示。我们测量或计算的射程都是指平均射程而言.射程的单位可用cm 或mg/cm 表示。α粒子、质子在不同物质中的射程与能量关系有图表可查，也有计算机程序可计算，其中TRIM 程序己广泛应用。

由于重离子核反应方面的研究工作和半导体材料、金属材料中离子注入研究且重离子柬表面层分析工作等迅速开屉，迫切需要了解重离于与靶物质相互作用的行为和重离子在物质中的阻止本领数据。

所谓“重离子”，是指z>2 的所有失去了部分电于的原于（正离子），或有过剩电子的原子（负离子），一般都是指正离子。有时把裂变碎片也归并在这儿起讨论，找们前面讲重带电位子与靶物质原子相互作用。当一定电荷态的重离于穿过靶物质时，除了上述的入射离子的原于核与靶原子电子和靶原子核之间的作用外，还有靶原子核与入射离子中束缚电子之间的库仓作用，以及入射离子中的电子与靶原子中电子之间的相互作用。离子的束缚电子与靶原子电子之间的相互作用，对阻止本领的贡献是很小的，只是在重离于速度很低时，才予考虑。当离子速度大时，主要是通过电离（包括多重电离）、激发靶原子过程使离子慢化。所以重离子在物质中的能量损失机制，与质子、α粒子等重带电粒子的能量损失机制相比较，原则上讲没有本质的不同。如果离于能量很高，离子的核外电子完全被剥离时，前面讲的能量损失率公式式也是适用的。但由于重离子的内层电子束缚得很紧，一般不能使重离于的轨道电子全部剥离，离子的电荷态并不等于它的核电荷数。而且，当重离子穿过靶物质时，离子的电荷在要发生变化。这与前面讨论的快速运动的p 和α粒子时的情况不同。在讨论快速质子和α粒子的能量损失时，通常认为可以组略的一些因素（主要有两方面因素：①电荷交换效应，②核阻止作用），却起着重要的作用。

这一节里我们讨论轻带电粒子（包括β射线、单能电子以及正电子）与靶物质的相互作用。电于质量小，所以它在物质中的能量损失情况和运动轨迹与重带电粒子相比很不一样。电子与靶原子的作用，主要引起电离能量损失、辐射能量损失和多次散射。电子在物质中的运动径班则十分曲折。

（1）电子的能量损失

a. 电离损失

快电子通过靶物质时，与原子的核外电子发生非弹性碰撞，使物质原子电离或激发，因而损失能量，这与重带电粒于情况相类似。电离损失（电子碰撞能量损失）是β射线在物质中损失能量的重要方式。但由于入射电子质量与跟它发生相互作用的靶原子轨道电子质量一样，一次碰撞损失很大部分能量（最大能量转移可为电子能量的一半，大多数情况下的平均能量转事为几个keV）。 碰撞后入射电子运动方向有较大的改变。由非弹性碰撞所引起的电子能量损失的表达式，在低能时为：

在高能时，应考虑相对论效应，表达式为：

式中E 为人射电子的动能（总能量一静止能量）。我们可以看到，上式与重带电粒子的Bethe-Block 公式相比，电子的（-dE/dx）也是与粒子的速度平方成反比。在能量相同的情况下，电子的速度比α粒子的速度大得多，因而电子的电离损失率比α粒子要小得多。而它穿透物质的本领比α粒子大得多。

由于β粒子的能量损失率较小，所以β粒子的比电离值较小，即β粒子的电离本领是较弱的。相协日， 4MeV的α粒子，在水中每微米能产生3000 对电子-离子对，而1MeV 的β粒子每微米只产生5 对。

b. 辐射损失

β粒子穿过物质时，除了使原子电离或激发损失能量外，还有另一种损失能量的方式——辐射损失。这是β粒子与物质原子的原子核非弹性碰撞时产生的一种能量损失。根据经典电磁理论，当带电粒子接近原于核时，速度迅速减低，会发射出电磁波(光子)。这种电磁辐射叫轫致辐射。例如，入射带电粒子受到靶物质原子核库仑场的作用，使它的运动速度大小和方向发生变化，即有加速度时，总是伴随着发射电磁波。如X光管中，电子束打到钨靶上就产生韧致辐射（X 射线）。电子加速器的高能电子束轰击靶子产生韧致辐射。

根据电磁理论，电磁波的振幅正比于加速度，而加速度正比于入射带电粒子和原子核之间的库仑力，即加速度正比于zZ /m 。因此，电磁辐射的强度（对各种能量的光子积分）正比于振幅的平方。根据量子电动力学可以得出，韧致辐射引起的电子辐射能量损失有如下的关系：

式中m 是入射粒子的质量；E为入射粒子能量；z和Z分别为人射粒子的电荷数和靶物质的原子序数；N为单位体积中物质的原子数；脚标r表示辐射损失；c 为光速。从式中可以看到：

辐射能量损失率与z成正比，与m成反比。因此，电子的辐射损失率，或电子的韧致辐射强度比α粒于、质子和重离子要大得多，因此，对重带电粒子和重离子的韧致辐射引起的能量损失完全可以理略不计。

辐射能量损失率与Z成正比。表明电子打到重元素靶物质中，容易发生韧致辐射.这一特性对选择合适的材料来阻挡β粒子很重要。因为电离损失率与Z 成正比，从电离损失考虑，采用用高Z元素来阻挡β粒子； 然而，这生产生很强的韧致辐射，反而起不到防护作用，所以应采用低Z元素防护β粒子。

辐射能量损失率与粒子能量E成正比。这点与电离损失是不同的，所以电于能量低时，电离损失占优势；能量高时，辐射损失变得重要了。电子的总的阻止木领为碰撞损失（电离损失）和辐射损失之和。

对于铅Z=82，当E>10MeV 时，两种能量损失的相对重要性明显变化。而时于水和空气，当E>100MeV 时，两种损失的贡献大小明显不同。对于常用的β放射源，电子能量不过几个兆电于伏，因此主要的仍是电离损失。由电子加速器引出的电子束，能量较高，而且束流较大，因此韧致辐射强度根强。

在韧致辐射过程中，入射电子原来的动量由原子核、光子和被偏转的电子三者之间分配，所以韧致辐射光于可以具有任何动量值，对应的光子能量， 是连结谱。能量从零到最大值等于电子的动能，故韧致辐射也称连续X射线。能量低时，光子带走的动量较小，所以光子向各个方向发射；能量高时，光于倾向于前向发射。下图给出了电子在铍和金中的韧致辐射强度（对所有能量的光子积分）的角分布。

带电粒子穿过物质时发射电磁辐射的现象，除了韧致辐射外，还有另一种辐射过程——切伦科夫辐射。这是带电粒子使原子暂时极化，当退极化时，发射光子。

（2）电子的散射

（3）β射线的射程和吸收

β粒子和重带电粒子在物质中的射程有着显著的差异。首先β粒子的能量损失率比α 粒子小，因此它比α粒子具有更大的射程。例如，在空气中，能量为4MeV 的β射线，射程是15m；而相同能量的α粒子，射程只有2.5cm。此外，α粒子与靶原子电子多次碰撞逐渐损失能量，几乎是直线行走的，只是在射程末端与靶原子核的碰撞才使径迹有些偏离直线，因而α粒子有确定的射程（平均射程）概念。α粒子的射程与径迹长度近似相等，粒子数只是在平均射程附近有明显的吸收。只是由于能量歧离效应，存在射程歧离现象。而对电子来讲，射程概念不如重带电粒子时那样确切。由于电子质量小，在电离损失、辐射损失和与核的弹性散射过程中，电于运动方向有很大的改变，这样使β粒于穿过物质时走过的路程十分曲折。因而路程轨迹长度远大于它的射程。一束准直的单能电子入射到靶物质中后，由于能量损失的统计涨落较大和多次散射现象，电子的射程的不确定性大大增加。射程歧离可达射程值的10%-15% 。歧离效应较大是因为在如射电子与靶原子电子的非弹性碰撞和在辐射能量损失中，能量转移总是较大所致。

β射线或单能电子束穿过一定厚度的吸收物质时，强度减弱的现象叫吸收.下图是观察β射线吸收现象的实验装置示意图。让β射线穿过吸收片后，到达探测器。记录它的强度随吸收片厚度的变化，作图得到吸收曲线。

先讨论单能电子束。由于电于的散射厉害，即使吸收片很薄时，有部分电于也会偏离原来的入射方向，不能到达探测器；只有方向改变小的那些电子才能到这探测器被记录。所以单能电子的吸收曲线（b）一开始就立即下降。图中纵坐标为透射率，以线性坐标表示。当吸收片厚度增加时，电子能量不断损失，散射偏转越来越大，到达探测器的电子数越来越少，渐渐趋近于零。单能电子的吸收，粗略地是随厚度线性变化的。它与单能α粒子的吸收曲线很不一样。 一般把单能电子的吸收曲线的线性部分外推到零，来定出电子的射程——外推射程。电子束的平均射程近似等于平均路程的一半。电子通过物质时，不仅能量减小，而且能量歧离现靠很严重。

对于β粒子，能量连续分布，它的吸收曲线与单能电子的吸收曲线有明显的不同。即使吸收片很薄时，β谱中能量低的电子很快被吸收，因此，β吸收曲线的开始部分斜率变化更大。对β谱中每小能量间隔内的电子，可以认为它遵循线性吸收规律，但由于β谱中电子能量连续分布，和不同能量的电子其吸收曲线的斜率不同，线性迭加结果，对β谱的主要部分来讲，吸收曲线近似地为指数曲线，如图（c）所示.因此，对β粒子没有确定的电子射程可言。可以用与β射线能谱中电于最大能量所对应的射程来表示β射线的射程，称β射线的最大射程Rmax，在吸收曲线上外推到净计数为零的地方，与横轴主点即为最大射程。

另外，与在讨论重带电粒子的能量损失与射程时一样，在讨论电子的能损和射程时用质量厚度来表示靶厚度是很有用的。粒子穿过相同质量厚度的不同吸收物质时，与粒子发生碰撞的电子数目大体相同，所以用质量厚度表示时，对Z相差不是太大的靶物质，其阻止本领和射程大体是相同的， dE/ρdx正比于Z/A，对绝大多数元章，Z/A=I/2，对那些原子序数相近的物质（例如空气、铝、塑料和石墨等），尽管它们的密度差异很大，射程值（以质量厚度为单位）却近似相同。

（4）正电子与物质的相互作用

正电子通过物质时，也和负电子样，要与核外电子相原子核相互作用，产生电离损失、辐射损失和弹性散射。尽管负电子和正电子与它们作用时受的库仑力或为排斥力或为吸引力，因它们的质量相等，因此能量相等的正电子和负电子，它们在物质中的能量损失和射程是大体相同的。上述对于负电子的讨论，对于正电子也同样适用。可是，正电于有其明显的特点。 高速正电子进入物质后很快被慢化，然后在正电子径迹末端遇负电子即发生湮没，放出γ光子；或者，与一个负电子结合在一起，形成正电子素，衰变后转变成电磁辐射(即形成正电子素后才湮没。正负电子湮没放出的γ光子称为湮没光于。从能量守恒考虑，在发生湮没时，正、负电子动能为零，所以两个湮没光子的总能量应等于正、负电子的静止质量。同时，从动量守恒考虑，由于湮没前的正、负电子的总动量等于零，湮没后，两个湮没光子的总动量也应为零。因而，两个湮没光子能量相同，各等于m0C=0. 511MeV。两个光子的发射方向相差近似180度。并且湮没光子的发射是各向同性的。0. 51l MeV 的光子贯穿靶物质的深度比正电子射程大，导致能量沉积远超过原来的正电子径迹范围。

（5）γ射线与物质的相互作用

（1）γ射线与物质相互作用的一般特性

γ射线、韧致辐射、湮没辐射和特征X射线等，虽然它们的起源不一、能量大小不等，但都属电磁辐射。电磁辐射与物质相互作用的机制，与这些电磁辐射的起源是无关的，只与它们的能量有关，所以我们这里讨论的γ射线与物质的相互作用规律，对其它来探产生的电磁辐射也是适用的。

γ射线与物质的相互作用和带电粒子与物质的相互作用有着显著的不同。γ光子不带电，它不像带电位于那样直接与靶物质原子、电子发生库仑碰撞而使之电离或激发，或者与靶原子核发生碰撞导致弹性碰撞能量损失或辐射损失，因而不能像带电粒子那样用阻止本领dE/dx和射程来描写光子在物质中的行为。带电粒子主要是通过连续地与物质原子的核外电子的许多次非弹性碰撞逐渐损失能量的，每次碰撞中所转事的能量是很小的（小能量转移碰撞）。而γ光子与物质原子相互作用时，发生一次相互作用就导致损失其大部或全部能量（大能量转移），光于不是完全消失就是大角度散射。

γ射线与物质相互作用，可以有许多种方式。当γ射线的能量在30MeV 以下时，在所有相互作用方式中，最主要的三种是：

除了上述三种主要相互作用方式外，其它一些相互作用方式有：

相干散射。低能光子（hν<

光致核反应。大于一定能量的γ光子与物质原子的原子核作用，能发射出粒子，但这种相互作用的大小与其它效应相比是很小的，所以可以忽略不计。

核共振反应。入射光子把原子核激发到激发态，然后退激时再放出γ光子。

光子能量在100keV ~ 30MeV 范围内，所有这些次要的相互作用方式对于γ射线的吸收所作的贡献小于1 %，所以下面我们只讨论前面三种主要作用方式。

γ射线与物质发生上述三种主要相互作用都具有一定的概率。我们用截面σ这个物理量来表示作用概率的大小。因此有各种作用截面光电效应截面、康曹顿散射截面和电子对效应截面，这些截面称为部分截面，γ射线与物质相互作用的总截面是这些部分截面之和。

截面大小与γ射线能量和靶物质性质有关。下面我们分别讨论这三种主要相互作用方式。

（2）光电效应

γ光子与靶物质原子的束缚电子作用时，光子把全部能量转移给某个束缚电子，使之发射出去，而且本身消失掉，这种过程称光电效应。光电效应中发射出来的电子叫光电子。这过程如下图所示。

原子吸收了光子的全部能量，其中一部分消耗于光电子脱离原子束缚所需的电离能（电子在原于中的结合能）。另一部分就作为光电子的动能。所以，释放出来的光电子的能量就是入射光子能量和该束缚电子所处的电子壳层的结合能之差。虽然有一部分能量被原子的反冲核所吸收，但这部分反冲能量与γ射线能量相比可以起略。因此，要发生光电效应，γ光子能量必须大于电子的结合能。光电子可以从原子的各个电子壳层中发射出来，但是自由电于（非束缚电子）却不能吸收入射光自能量而成为光电子。这是因为动量守恒要求，在光电效应过程中，除入射光子和光电子外，还需要有个第三者参加，这第三者就是原子核，严格地讲是发射光电于之后剩余下来的整个原子。它带走些反冲能量，但这能量十分小。由于它的参加，动量和能量守恒都能满足。而且，电子在原子中束缚得越紧，就容易使原于核参加上述过程，产生光电效应的概率也就越大。所以在K 壳层上打出光电子的概率最大，L 层次之， M、N 层更次之。如果入射光子的能量超过K 层电子结合能，那么，大约80%的光电吸收发生在这K 层电子上。

发生光电子效应时，从原子内壳层上打出电子，在此壳层上就留下空位，并使原子处于激发状态。这种激发状态是不稳定的，退激的过程有两种，一种过程是外层电子向内层跃迁，来填补这个空位，使原子恢复到较低的能量状态，两个壳层的结合能之差，就是跃迁时释放出来的能量，这能量将以特征X射线形式释放出来。另一种过程是原子的激发能交给外壳层的其它电子，使它从原子中发射出束，这电子称俄歇电子。因此，在发射光电子的同时，还伴随着原子发射的特征X射线或俄歇电子。这些特征X射线和俄歇电子再与靶物质原子发生作用。

光电子的能量

在光电效应中，可以由能量守恒定律得到。

光电截面

我们把光电效应截面简称为光电截面。光电截面太小与γ射线能量和吸收物质的原子序数有关。关于光电截面公式，可由量于力学计算得到。在非相对论情况下，K层的光电截面为：

在相对论情况下，K层的光电截面为：

所以在两种情况下，都有σk 正比于Z的关系，随Z的增大，光电截面迅速增大。这是因为光电效应是γ光子和束缚电子的作用，Z越大，则电子在原于中束缚得越紧，越容易使原子核发生光电过程来满足能量和动量守恒要求，因而产生光电效应的概率就越大。由于这一事实，我们往往果用高原子序数的材料来探测γ射线，以获得较高的探测效率。由于同样的原因，也选用高Z物质作为γ射线的屏蔽材料。

从上两式还可以看到，σk随hν增加而减小。低能时，变化得更快一些，高能时，变化缓慢一些。这一变化趋势，可粗略地这样来说明。γ射线能量低时，相对而言，电子被束缚得也就越紧，越容易发生光电效应；而当γ射线能量高时，电子的束缚能相对来说可以忽略不计，这种电于接近“自由电子”，所以光电效应截面就小。

下图给出了不同吸收物质的光电截面与光子能量的关系，也称光电吸收曲线。从图中可以看出，随E的增大，σph变小，而随Z的增大，σph增大。

在hν<100keV 时，光电截面显示出特征性的锯齿状结构，这种尖锐的突变，称为吸收限。它是在入射光子能量与K、L、M层电于的结合能相一致时出现的。当光子能量逐渐增加到等于某一层电子的结合能时，这一壳层的电子就对光电作用有贡献，因而σph就阶跃式地上升到某一较高的数值，然后σph随能量的增加而下降。图（b）是铅的光电吸收曲线， K 吸收限为88.3keV 。对L、M层电子，存在着子壳层，各子壳层的结合能稍有差异，因而吸收曲线中对应于L吸收限和M吸收限存在着精细结构。L层有3 个吸收限，M层有5个吸收限。这种吸收限特性可用来选择性地降低某种γ辐射强度或者用来转换（激发）某种特征X 射线。

光电子的角分布

相对于γ光子的入射方向而言，在不同的角度光电子的产额是不一样的。首先我们从光电过程中能量和动量守恒来看，要是这过程中没有第三者（原于核）参加，光电子就应从γ光子入射方向（定为0度方向）飞出。而实验上在0度方向没有观察到光电子，这就证明光电过程中有第三者参加，光电子就不能从0 度方向发射。实验和理论计算都证明，在180度方向也不能出现光电子，而在某一角度，光电子出现的概率最大。在入射γ光子能量很低时，光电于在垂直于入射γ束方向上发射，当γ能量增加时，逐渐朝前方角发射.下图表示同γ能量下，光电子发射的角分布。

（3）康普顿效应

康普顿效应是人射γ光于与原子的核外电子之间宜生的非弹性碰撞过程.这一作用过程中，入射光子的一部分能量转移给电子，使它脱离原子成为反冲电子，而光子的运动方向和能量发生变化，如下图所示。hν和hν’ 为入射和散射光子的能量；θ为散射光子与入射光子方向间的夹角，称散射角；φ.为反冲电子的反冲角。

康普顿效应与光电效应不同。光电效应中光子本身消失，能量完全转移给电子；康曹顿效应中光子只是损失掉部分能量。光电效应发生在束缚得最紧的内层电子，康普顿效应总是发生在束缚得最松的外层电子上。虽然光子与束缚电子之间的康普顿散射，严格地讲入射光子是一种非弹性碰撞过程。但外层电子的结合能是较小的，一般是电子伏数量级，与入射γ光子的能量相比较，完全可以忽略，所以可以把外层电子看作是“自由电子”。这样康普顿效应就可以认为是γ光子与处于静止状态的自由电子之间的弹性碰撞。人射光子的能量和动量就由反冲电子和散射光于两者之间进行分配。用相对论的能量和动量守恒定律，可以推导出这种碰撞中散射光自和反冲电子的能量与散射角的关系。

散射光子和反冲电子的能量与散射角的关系

当散射角为0度时，散射光子能量达到最大值，这时反冲电子的能量等于0。 这就是说，在这种情况下，入射光于从电于近旁掠过，未受到散射，所以光子能量没有损失。当散射角为180度时，入射光子与电子对心碰撞后，沿相反方向散射回来，而反冲电子则沿入射光子方向飞出，这种情况称反散射。这时散射光子能量为最小值，而反冲电子的功能达最大值。

下图给出了单个电子的微分散射截面与散射角、能量的关系。入射光子能量越高，散射光子越是朝前向散射。

反冲电子的能谱和角分布

发生康晋顿效应时，散射光子可以向各个方向散射。对于不同方向的散射光于，其对应的反冲电子能量也不同。因而即使入射γ光子的能量是单一的，反冲电子的能量却是随散射角连续变化的。由于散射光于和反冲电子的方向有一一对应关系，在θ角度发射散射光子，相应于在Φ角度发射反冲电子。散射光子数和反冲电子数是相等的。

下图给反冲电子截面与反冲角的关系。从图中可以再次看到，反冲电子只能在小90度方向发射。

任何一种单能的γ射线所产生的反冲电子的功能都是连续分布的。在反冲电子的最大能量处，反冲电子数目最多，而在较低能量处，电子数大体相同。

（4）电子对效应

当γ光子从原子核旁经过时，在原子核的库仑场作用下，γ光子转化为一个正电子和一个负电子，这种过程称为电子对效应。如下图所示。

与光电效应相似，电子对效应除涉及入射光子和电子对以外，必须有一个第三者——原子核参加，才能满足能量和动量守恒定律。过剩的动量必须被参与这过程的第三者原子核带走，因原子核质量大，反冲能量很小，可以忽略不计，故上式成立。

对于一定能量的入射光子，电子对效应产生的正电子和负电子的功能之和为常数。但就电于或正电子某一种粒子而言，电子和正电子之间的能量分配是任意的。由于动量守恒关罩，电子和正电子几乎都是沿着入射光子方向的前向角度发射的。入射光于能量越大，正负电于的发射方向越是前倾。

电子对过程中产生的快速正电于和电子，在吸收物质中通过电离损失和辐射损失消耗能量。正电子在吸收体中很快被慢化后，将发生湮没，湮没光子在物质中再发生相互作用。

正、负电子的湮没，可以看作是γ射线产生电子对效应的逆过程。电子对效应，要用狄拉克的电子理论来解释。

常见核辐射探测器

核辐射探测器的物理基础是核辐射和物质的相互作用，利用核辐射在气体、液体、固体中的电离效应、发光现象、物理或化学变化进行核辐射探测与测量的元件称为核辐射探测器。

核辐射探测器从核辐射开始被发现时起，使用了气体电离室、照相底片和晶体探测器，到现在已有一百多年的历史。随着科学技术的发展、核物理实验和核科学研究的深入、核技术应用领域的扩大，核辐射探测器和探测系统也发生着显著的变化。目前常用的核辐射探测器有：气体探测器、闪烁体探测器和半导体探测器，它们是随着科学技术的发展和核物理、粒子物理实验和其它应用的需要，在不同的时期开发研制并逐渐完善成目前所具有的探测器系列。它们之间由于各自有各自的优缺点，所以在某一或某些应用中起着主导作用，但它们之间并不存在谁能完全代替谁而将其淘汰，而是随着科学技术的发展，相互共存并都在不断的创新发展，促使核辐射探测器及探测系统跟着发生显著的变化。

气体探测器

气体探测器是在19世纪末20世纪初核辐射能被发现时最早被使用的一种探测器，当时使用的是空气电离室，它在早期的核物理和核科学研究中起到了重要的作用。到20世纪60年代末就已研制、生产了一系列的气体核辐射探测器。如G-M（盖革-米勒）计数管，根据淬灭气体的不同又分为有机G-M管和卤素G-M管，还有流气式大面积G-M计数管、端窗管；电离室有：脉冲电离室、屏栅电离室、衬硼电离室、电流电离室、裂变电离室、补偿电离室、自由空气电离室、空气等效电离室；正比计数管有：BF3（三氟化硼）正比计数管、位置灵敏正比计数管、3He正比计数管、多丝正比管，还有漂移室、平行板雪崩室。

虽然气体探测器在某些应用领域内（如带电粒子能量（能谱）测量）已基本上被半导体探测所取代，但由于它具有结构简单、使用方便、可制作成各种较大型的电离室，因此在工业领域仍得到了广泛的应用，如料位计、核子秤、厚度计、中子水分计等。

到20世纪80年代末，Xe气体纯化技术的提高，促进了Xe闪烁正比计数管的发展，构成了新型的Χ射线Xe气体闪烁正比计数管。与一般的正比计数管相比，GSPC（气体闪烁正比计数管）能量分辨率高。例如：对55Fe 5.9keV X射线，Xe GSPC的FWHM为472eV；对0.15keV的X射线，FWHM为85eV，噪声仅为50eV，可鉴别硼的Kx射线，比一般正比计数管的能量分辨提高了一倍。Xe气体的法诺因子为0.17±0.007，电荷倍增没有产生空间电荷，所以计数率可高达90kcps，并可构成面积为200cm2的大面积探测器。这种探测器也可用于人造卫星上来测量宇宙X射线，并可用于穆斯堡尔实验、荧光X射线谱的测量、环境放射性的监测等。另外，球形电离室、重离子电离室等新产品的相继研制成功，越来越受到了人们的重视。高压Xe电离室线性阵列探测器，探测器的一致性较好，并可做到很高的排列密度，是近10年来在我国首先应用于集装箱安检成像系统的核辐射线性阵列探测器。缺点是气体对射线的吸收（衰减）效率低，探测效率小于60%，所以一般用于能量较低的场合。

闪烁体探测器

闪烁体探测器是指由闪烁体与光敏元件（包括光导、光学耦合剂、集光系统）一起组合成的探测元件称为闪烁体探测器。它早在20世纪40年代问世，20世纪50年代初，（NaI/Tl）闪烁计数器商品化，使γ射线能谱测量成为一般实验室内均能做到的常规实验。随着核物理、粒子物理实验、核科学研究的发展，促进了对闪烁体的研制开发，构成了多种类型闪烁体：如无机闪烁体NaI(Tl)、CsI(Tl)、BaF2、ZnS(Ag)、LiI(Eu)等；有机闪烁体（多属于苯环结构的芳香族碳氢化合物），如蒽晶体、菧晶体、萘晶体、塑料闪烁体、玻璃闪烁体等。到20世纪70年代中期,又开发出适合高能γ射线探测的、可以适用于任何空间有限、而且要对γ阻止本领大的场合的BGO（锗酸铋Bi4Ge3O12）无机闪烁体，它是一种纯的本征晶体，化学稳定性好、不潮解、机械强度好，闪烁体衰减时间短、余辉小，特别适用于Χ射线断层照相、工业密度计和测井用，因而获得了愈来愈多的应用。另一种是可以配用硅光电二极管（作为光敏器件）的钨酸镉（CdWO4）闪烁晶体，它兼有对γ射线的阻止本领高和较理想的闪烁性能两种优点，对阻止150keV的γ射线，衰减90%的厚度仅需3mm厚，非常适合于对空间分辨率要求高的场合，如核辐射成像阵列探测器。

由于NaI(Tl)极易潮解，所以它必须密封封装；CsI(Tl)虽在空气中也会潮解，但只是局部表面受损，将表面重新加工处理后一般可使原来的性能恢复。另外它的闪烁光谱性能与硅光电二极管的光谱性能较匹配，所以CsI(Tl)闪烁体最好与硅光电二极管光敏器件组合。闪烁探测器在测量能量低于5MeV的γ射线能谱时，常出现散射光子或湮灭光子逃逸闪烁体的事件，导致低于光电峰的连续谱的形成，这是工作中不希望的。当γ射线能量增高时，这类逃逸事件产生的机率增大，使对高能谱线的分析变得困难。所以在工作中是选用NaI(Tl)还是CsI(Tl)要根据要求来选择。对同样大小的晶体，要得到大的峰总比，则选用CsI(Tl)；要得到给定的某一能量的峰总比，则选用尺寸较小的CsI(Tl)晶体。

为配合高能物理和Χ、γ射线成像方面的应用，在原来的NaI(Tl)、CsI(Tl)、BGO、CdWO4基础上又研制了LuAP铝酸镥(LuAlO3)、LSO硅酸镥(Lu2SiO3)、SGD硅酸钆(Gd2SiO4)、GOS硫氧化钆(Gd2O2S)和YAP铝酸钇(YAlO3)。

为了提高闪烁体探测器对低能γ射线测量的能量线性度，在闪烁体探测器测量γ射线能量时因为闪烁光的产额随能量变化，所以用闪烁体探测器测量低能γ射线时存在着能量的非线性。241Am和57Co这两种低能γ射线放射源的γ射线能量的比值为0.488，任何实测能谱中对应于这两种γ射线光电峰的峰位比值的偏离都是非线性的表现。为扩展闪烁体在X光安检成像方面的应用，在近一两年内已研发出一种新型的闪烁体——氯化镧[LaCl3(Ce)]，它具有引人注目的闪烁性能，LaCl3掺 +3Ce作为激活剂，具有非常高的光输出49000光子/MeV，而且主成分发光衰减的时间很快（26ns），这些性质使得LaCl3(Ce)成为一种很有希望的探测γ射线的材料。另外，对于低能γ射线的能量测量时，在低能端LaCl3(Ce)闪烁体对能量的线性好于NaI(Tl)，这预示了氯化镧[LaCl3(Ce)]闪烁体在Χ射线安检成像方面应用的巨大前景。

作为闪烁体探测器，还有一个重要的组成部件——光敏元件。现在不仅有各种各样的光电倍增管，还研发出了硅光电二极管和MCP-PMT（微通道板光电倍增管）。MCP-PMT是微通道板配以光阴极、阳极组成的光电倍增管。光阴极发射的光电子被拉进微通道板细管内，碰撞其内壁多次倍增后经阳极输出，MCP-PMT的特点是小型、坚固、增益高、时间响应快（上升时间150ps,下降时间360ps）、抗磁场干扰、功耗低。它与近几年来发展起来的晶体开槽技术，已经构成了新型的闪烁体位置灵敏探测器，明显提高了空间分辨(提高到2.1mm），提高了闪烁体探测器用于Χ、γ射线成像的排列密度。

半导体探测器

利用半导体来探测射线是美国贝尔电话实验室的麦凯（Mckey）在1949年首先提出的。当时他发现，用磷铜丝压在Ge半导体块上构成的耐反向高压点接触二极管，在受到放射性核素(Po)放出的α粒子照射时有脉冲输出，这说明，这种二极管可以构成射线探测器。1951年他又用Ge晶体的P-N结型二极管记录了α粒子。于是，这种探测器很快引起了世界各国的重视。

第一个用于制作核辐射探测器的半导体材料是金刚石，它在1956年就开始被用作α粒子辐射探测器。但这种材料不易获得，而且原子序数太低，能量分辨率不好，所以在1958年前后戴维斯（Davis）等人利用反向偏压的Ge、Si扩散结和面垒型P-N结构成的半导体辐射探测器后，它就被淘汰了。1960年，弗洛尔达(Foielda)等人用Si P-N结测量α粒子能谱，对5MeV的α粒子能量分辨高达0.6%（30keV），比当时所有其它的探测器的性能都好。同期便有美国、加拿大的几家公司生产了Si半导体探测器，并商品化。

1960年，迈耶（Mayer）等人利用锂离子漂移技术成功地研制成了Si(Li)探测器。1962年，半导体探测器已被用来测量电子、质子、α粒子、重离子和裂变碎片，能量分辨率也进一步得到了提高，对241Am 5.486MeV的α粒子，FWHM为22keV（0.4%）。

参考资料

最新修订时间：2024-07-01 12:35