IS Reichweite ionisierender Strahlung in Materie

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IS Reichweite ionisierender Strahlung in Materie auf die Hüllenelektronen des Absobermaterials. Diese nehmen dann entweder ein höheres Energieniveau an (Anregung) oder werden vollständig von dem dann als Ion vorliegenden Atom befreit (Ionisation). Geladene Teilchen wie α- und β-Strahlung können zudem im elektromagnetischen Feld der Absorberatome abgebremst werden. Die freigesetzte Energie ∆E Elektron wird in Form von elektromagnetischer Bremsstrahlung mit der Frequenz ν abgegeben. 2 ∆E Elektron = E Photon = h · ν Nutzt man diesen Effekt als Grundlage der Röntgentechnik noch positiv aus, stellt er für alle anderen Aufbauten mit beschleunigten, geladenen Teilchen ein ernstes Problem dar. Denn damit muss die Umgebung von der erzeugten elektromagnetischen (hochenergetischen) Sekundärstrahlung geschützt werden, was häufig nur mit besonderem Aufwand effektiv gelingt. 5.2. Eindringtiefe geladener Teilchenstrahlung Die Reichweite eines geladenen Teilchenstrahls in Materie ist nur schwer zu bestimmen, da prinzipiell alle erwähnten Möglichkeiten in unterschiedlich vielen Streuvorgängen auftreten können. Es verbleibt einzig, eine statistische Aussage über das System zu machen, so dass man üblicherweise für Elektronen die Schichtdicke d β max definiert, in der 98 % der Teilchen ihre Energie verloren haben. Damit gilt bei einer Anfangszählrate n 0 : n ( ) d β 1 max = 50 n 0 (IS.6) 5.3. Streuung elektromagnetischer Strahlung in Materie Auch bei der elektromagnetische γ-Strahlung treten beim Durchgang durch Materie sowohl elastische als auch inelastische Phänomene auf: • Elastische Streuung: Änderung der Ausbreitungsrichtung unter Beibehaltung der Energie E γ • Photoeffekt: Vollständige Absorption der Energie E γ durch Ionisation eines Hüllenelektrons • Comptoneffekt: Änderung der Energie E γ (und Ausbreitungsrichtung) durch Ionisation eines Hüllenelektrons • Paarbildung: Umwandlung der Energie E γ bei der Erzeugung eines Teilchen-Antiteilchen- Paares Welcher dieser Punkte maßgeblich für die Absorption der elektromagnetischen Strahlung verantwortlich ist, hängt stark von den Eigenschaften des Absorbermaterials (Dichte ρ, Protonenzahl Z, Massenzahl A) und der Strahlenergie ab. So kann zum Beispiel die Bildung eines Elektron-Positron-Paares erst ab einer Energie E γ > 1,022 MeV = 2 m e c 2 (siehe Tabelle IS.1) erfolgen. 2 h: Plancksches Wirkungsquantum, h = 6,63 · 10 −34 J s = 4,14 · 10 −15 eV s 6
Messung ionisierender Strahlung IS 5.4. Absorptionsgesetz für elektromagnetische Strahlung Gemäß dem Absorptionsgesetz 3 nimmt die Intensität elektromagnetischer Strahlung in gleichen Schichtdicken ∆x um den gleichen Anteil ∆I ab. I ∆I I ∼ ∆x Nach der gleichen Vorgehensweise wie bei der Beschreibung des radioaktiven Zerfalls (siehe Gleichung IS.1) ergibt sich als mathematische Form eine fallende Exponentialfunktion: I (x) = I 0 exp {−µx} (IS.7) Mit Hilfe des linearen Schwächungskoeffizienten µ lässt sich wiederum analog zu Gleichung IS.3 eine sogenannte Halbwertsdicke d 1 definieren: 2 d 1 2 = ln {2} µ (IS.8) Um von der Dichte ρ des im Versuch verwendeten Absorbermaterials unabhängig zu sein ist es oft hilfreich, alternativ zum Schwächungskoeffzienten µ den Massenschwächungskoeffizienten µ anzugeben. Folgerichtig schreibt sich das Absorptionsgesetz dann: ρ I (D) = I 0 exp {− µ } ρ D (IS.9) D = x ρ = m A ist dabei die sogenannte Flächenmasse der Absorberprobe. 6. Messung ionisierender Strahlung 6.1. Messung mittels Geiger-Müller-Zählrohr als Auslösezählrohr Eine einfache Methode die betrachteten Strahlungsarten zu messen ist ihre gerade angesprochene ionisierende Wirkung auszunutzen. Das Geiger-Müller-Zählrohr 4 besteht hierzu aus einem abgeschlossenen zylindrischen Messkörper, der entlang seiner Rotationsachse von einem Draht durchzogen wird. Gefüllt mit einem Gas (meist Edelgase wie Argon oder Krypton) bilden sich beim Durchgang der Strahlung durch das Gasvolumen Elektron-Ionenpaare. Legt man zwischen Auswand und dem zentralem Draht mittels einer Detektorspannung ein elektrische Feld an, werden diese Paare getrennt und wandern zu entsprechend ihrer Ladung zu Anode (i.A. Draht) und Kathode (i.A. Detektorwand). Hierbei lösen sie durch Stöße weitere Ionisationen (und Anregungen) aus, die ihrerseits im Feld getrennt das Signal lawinenartig (daher auch Ladungsträgerlawine genannt) verstärken. Misst man nun mittels eines Widerstands R die Detektorspannung über die Zeit erhält man für ein eintreffendes Strahlungsquant einen deutlichen Ausschlag, der als Messsignal für die Zählrate n verwertet werden kann. 3 auch Bouguer-Lambertsches Gesetz bzw. Lambert-Beersches Gesetz genannt 4 nach seinen Entwicklern Hans Geiger (1882 - 1945) und Walther Müller (1905 - 1979) benannt 7
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Seite 3 und 4: Aufbau der Atomkerne und radioaktiv
Seite 5: Absorption radioaktiver Strahlung I
Seite 9 und 10: Versuchsdurchführung IS 137 55 Cs
Seite 11: Versuchsauswertung IS 3. An Hand de

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