Wechselwirkung ionisierender Strahlung mit Materie

~F⊥

Z1 · e

~p

e−

b

z = 0

~F

~r

dz

Z2 · e+ Die Wechelwirkung ionisierender Strahlung mit

Materie geschieht im Wesentlichen mit denElektronen und ist links zusammengefasst. EinTeilchen mit Ladung Z1 · e verubt auf ein Elek-tron die Coulombkraft

~F =Z1e

2

4πε0(z2 + b2)

~r

r.

Der dabei ausgeubte Kraftstoß ∆p ist gerade

∆p =

∫ +∞

−∞

Fdt =

∫ +∞

−∞

F⊥dt =1

v

∫ +∞

−∞

F⊥dz =e

v

∫ +∞

−∞

E⊥dz.

PdM II - V4, Seite 1

Das Integral kann mit einem Trick berechnet werden. Der Satz von Gauß lautetja

∫

A

~E · d ~A = 2πb

∫

E⊥dz = Q/ε0 = Z1e/ε0.

Wir setzen dies oben ein und erhalten

∆p =1

2πε0·Z1e

2

vb, bzw.

∆ǫ =∆p2

2me=

1

8π2ε20me·

(

Z1e2

vb

)2

.

Der zweite Ausdruck gibt die durch das Projektil-Teilchen an das untersuchteTarget-Elektron ubertragene Energie an. Nun mussen wir nur noch uber allemoglichen Stoßparameter b integrieren um die Wechselwirkung mit allen Elek-tronen zu berucksichtigen. Wegen der Abschirmung der Ladung integrieren wir

PdM II - V4, Seite 2

von einem minimalen sinnvollen Stoßparameter bmin bis zu einem maximalensinnvollen Stoßparameter bmax und erhalten

dE = −

(

∫ bmax

bmin

∆p2

2mene2π · b · db

)

·dx, bzw.dE

dx= −

Z21e

4ne

4π · ε20v2me

· ln

(

bmax

bmin

)

,

wo ne die Elektronendichte entlang des Weges dx sei. Der spezifische Energie-verlust dE/dx ist proportional zur Elektronendichte im Targetmaterial, steigtquadratisch mit der Kernladung des Projektils und nimmt umgekehrt proportionalzum Quadrat der Geschwindigkeit des Projektils ab.

Die Bestimmung von bmax und bmin ist nun wesentlich komplizierter. Sie hangenvon der Geschwindigkeit v des Projektils und von der Bindungsenergie EB oderIonisationsenergie der Elektronen im Targetmaterial ab. Bethe, Bloch, Lindhard,Scharf und Schiøt haben die genaue quantenmechanische Rechnung durchgefuhrt,

PdM II - V4, Seite 3

das Resultat gilt auch fur relativistische Teilchen:

dE

dx= −

Z21e

4ne

4π · ε20v2me

·

[

ln

(

2mev2

〈EB〉

)

− ln(1− β2)− β2

]

, wo β = v/c.

Dieser Ausdruck heißt oft Bethe-Bloch-Formel. Fur β ≪ 1 und bmax/bmin =(2mev

2)/〈EB〉 stimmt unser Ausdruck mit diesem uberein.

0.001

0.01

0.1

0 500 1000 1500 2000 2500 3000 3500 4000 4500 5000

dE/d

x [M

eV/c

m]

Energie [MeV]

minimal ionisierend

Der Energieverlust von Protonen in Luft istlinks gezeigt. Der Energieverlust nimmt mitzunehmender Energie ab, erreicht ein flachesMinimum und steigt langsam (ungefahr loga-rithmisch) wieder an. Im Gebiet des minimalenEnergieverlustes heißen Projektile minimal io-nisierend. Dazu muss ihre kinetische Energieetwa das Doppelte der Ruheenergie sein.

PdM II - V4, Seite 4

Oft ist es einfacher, die Elektronendichte im Targetmaterial durch die Dichte ρselber auszudrucken. Dazu verwenden wir

ne = Zt · na ≈Zt

A·ρ

mp≈ (0.4− 0.5) ·

ρ

mp,

wo na die Dichte der Atome im Target und mp die Protonenmasse ist. Wir habendann

dE

dx∝ ρ ·

Zt

A mp·

(

Z1 · e

v

)2

∝ ρ · Zt ·Z21

Ekin.

Deshalb schreibt man oft das Bremsvermogen von Materie in EinheiteneV/(g/cm2). (1/ρ) · (dE/dx) hangt nur noch schwach von der Target-Substanzab.

PdM II - V4, Seite 5

1

10

100

1000

10000

0.001 0.01 0.1 1 10 100 1000

Lead

Air

Energy [MeV]

ProtonsStoppingPow

er[M

eV/(g/cm

2)]

Die entscheidende Rolle spielt die Ionisations-energie (bzw. die mittlere Bindungsenergie) derTargeteletronen. Ist sie großer, verkleinert sich(1/ρ) · (dE/dx) und es braucht etwas mehr“Gramm pro Quadratzentimeter” um gegenStrahlung abzuschirmen. Im Beispiel nebenanist die sog. stopping power, wie der spezifischeEnergieverlust englisch heißt, fur Luft und Bleigezeigt. Wegen der großeren Bindungsenergie

EB in Blei ist der spezifische Energieverlust von Blei bei gleicher Kolonnendichte(g/cm2 oder kg/m2)) etwas kleiner als der von Luft. Naturlich schirmt ein Zenti-meter Blei besser ab, als ein Zentimeter Luft, aber eben nicht ein g/cm2.Tabellen von spezifischen Energieverlusten konnen am NIST berechnet werden:http://physics.nist.gov/PhysRefData/Star/Text/intro.html

PdM II - V4, Seite 6

Der Bragg-Peak

0

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4

Ene

rgie

depo

sitio

n [M

eV/c

m]

Strecke in Luft bei Normdruck [cm]

Weil ein Projektil bei kleineren Energien mehrEnergie verliert, als bei großeren, bedeutet dies,dass es beim Durchgang durch Materie gegendas Ende seiner Bahn besonders viel Energieverliert. Links ist dieser Sachverhalt fur ein 5MeV α-Teilchen in Luft bei Normdruck dar-gestellt. Die Reichweite betragt offensichtlichetwa drei Zentimeter, gegen Ende seiner Bahndeponiert das α-Teilchen fast 3.5 mal sovielEnergie pro cm als am Anfang. Dieser Peak

am Ende der Bahn heißt Bragg- Peak und wird z.B. in der Strahlentherapie gegenKrebs zielgerichtet eingesetzt. Die Kurve oben links wurde mit der Bethe-Bloch-Formel berechnet.

PdM II - V4, Seite 7

Reichweite ionisierender Strahlung

N(x)/N0

x

E2 > E1E1

〈R1〉 〈R2〉

Die mittlere Reichweite 〈R〉 von Teilchen wirdaus ihrer Anfangsenergie E0 und ihrem mitt-leren Energieverlust pro Langeneinheit berech-net,

〈R〉 = −

∫ 0

E0

dE

dE/dx.

Die mittlere Reichweite ist ist links dargestellt.Weil der jeweilige Energieverlust eines Teil-chens statistisch streut, wird die Reichweite an

jener Stelle definiert, bis zu der die Halfte aller Teilchen in das Material eindringen.Die Reichweite ist naturlich sowohl vom Material, wie auch von Teilchensorte und-energie abhangig.

PdM II - V4, Seite 8

electrons

protons

1e−06

1e−05

0.0001

0.001

0.01

0.1

1

10

100

1000

10000

0.001 0.01 0.1 1 10 100 1000 10000Energy [MeV]

α-particles

Range

[g/cm2]

Die Energieabhangigkeit der Reichweiten vonElektronen, Protonen und α-Teilchen in Luftist nebenan dargestellt. Offensichtlich muss beiElektronen noch ein weiterer Prozess eine Rol-le spielen. In der Tat mussen bei relativisti-schen Elektronen (E > mec

2) Strahlungsver-luste berucksichtigt werden. Die Streuung derElektronen an anderen Elektronen fuhrt zu ei-ner Beschleunigung (Abbremsung) und die be-schleunigten Ladungen strahlen (Bremsstrah-

lung). Dies fuhrt zu einer langsameren Zunahme der Reichweite mit steigenderEnergie. Strahlungsverluste spielen auch bei anderen Teilchen eine Rolle, abereben nicht im hier abgebildeten Energiebereich. Fur Protonen kann der Ansatzerahnt werden. Weil der Energieverlust mit 1/v2 geht, brauchen α-Teilchen etwa4-mal mehr Energie um dieselbe Reichweite zu haben wie Protonen.

PdM II - V4, Seite 9

Energieverlust von Elektronen

Strahlungs−korrektur

Bethe−Bloch

Total

von Elektronen in LuftSpezifischer Energieverlust

0.001

0.01

0.1

1

10

100

0.01 0.1 1 10 100 1000Energy [MeV]

StoppingPow

er[M

eV/(g/cm

2)]

Die beiden Komponenten des Energieverlustesvon Elektronen sind links fur Luft dargestellt.Man sieht, dass die Strahlungskorrektur etwabei E ≈ mec

2 einsetzt aber erst bei einemMehrfachen dieser Energie zu dominieren be-ginnt.

Weil energiereiche Elektronen mit den gleichschweren Elektronen im Medium wechselwir-ken, konnen sie diesen im Maximum ihre ganzekinetische Energie abgeben. Elektronen streuen

deshalb wesentlich mehr als schwere Projektile, ein einfallender paralleler Elek-tronenstrahl wird daher viel schneller diffus und seine Reichweite ist weniger klardefiniert als die schwerer Projektile.

PdM II - V4, Seite 10

Erzeugzung von Rontgenstrahlung – Die Bremsstrahlung

−

+

− +

strahl

Rontgen-

AK

∆U

Rontgenquellen nutzen die Abbremsung von Elektronen– die Bremsstrahlung – aus, links ist eine schematischdargestellt1. Elektronen werden thermisch an der Ka-thode erzeugt und durch eine Potentialdifferenz ∆Uvon mehreren kV nach rechts zur Anode hin beschleu-nigt. Beim Auftreffen auf die Anode werden sie starkabgebremst und emittieren Bremsstrahlung im Ront-genbereich. Die statistische Verteilung der Energiever-

luste der Elektronen definieren das Rontgenspektrum der Quelle. Die maxima-le Frequenz entsteht durch die Elektronen, die mit nur einer Wechselwirkungvollstandig gestoppt werden, also

νmax = e ·∆U/h.1Siehe https://patents.google.com/patent/US1211092

PdM II - V4, Seite 11

Wechselwirkung von γ-Strahlung mit Materie

γ-Strahlung ist elektrisch neutral und trotzdem ionisierend. Sie kann nicht uberCoulomb-Krafte wechselwirken sondern tut dies via

elastische Streuung (sog. Rayleigh-, resonante oder Thompson-Streuung)

inelastische Streuung (sog. Compton-Streuung)

Absorption in einer Elektronenhulle (sog. Photoeffekt)

Absorption in einem Atomkern (sog. Kern-Photoeffekt)

Paarbildung (in der Teilchenpaare erzeugt werden)

PdM II - V4, Seite 12

Photonen konnen also uber verschiedene Prozesse mit Materie wechselwirken,deren Bedeutung sich mit der Energie der Photonen allerdings stark andert. Wirdiskutieren die Prozesse nun mit aufsteigender Energie.

Wirkungsquerschnitte fur die einzelnen Prozesse konnen am US-National In-stitute of Standards and Technology (NIST) gefunden werden. Das Pro-gramm XCOM beinhaltet die neusten Messungen von Wirkungsquerschnitten.http://physics.nist.gov/PhysRefData/Xcom/Text/XCOM.html

PdM II - V4, Seite 13

Die Thomson-Streuung

Als einfachsten Fall untersuchen wir dieStreuung von Licht an freien Elektronen.Die Abbildung links zeigt eine Kompo-sitaufnahme der solaren Korona, in derfreie Elektronen das Licht von der Pho-tosphare zum Beobachter hin streuen.Der Prozess heißt Thomson-Streuungund andert die Frequenz des gestreu-ten Lichtes nicht (elastische Streuung).Wenn wir Licht als ebene Welle anset-

zen, ~E(t) = ~E0 · sin(ωt), und auf ein Elektron die entsprechende Kraft ~F = q · ~Ewirken lassen, so konnen wir seine Bewegungsgleichung durch die eines harmoni-

PdM II - V4, Seite 14

schen Oszillators nahern.

me∂2z

∂t2= −eE0 sin(ωt) −→ z =

eE0

meω2sin(ωt) =

p0esin(ωt).

Das Elektron wird dabei zu koharenten Schwingungen angeregt und strahlt, wiein Physik II behandelt, ab (Dipolstrahlung mit Dipolmoment p0).Der Wirkungsquerschnitt fur die Thomson-Streuung betragt

σT =8π

3

(

e2

4πε0mec2

)2

=8π

3r2e = 6,65× 10−29m2 = 0,665barn,

wo re der klassische Elektronenradius ist.

Ubung: Wie lange braucht ein Photon um aus dem Innern der Sonne “ans Freie”zu kommen? Bestimmen Sie hierzu die mittlere freie Weglange λ = 1/(neσT ) desPhotons, wo ne die Elektronendichte im Sonneninnern ist.

PdM II - V4, Seite 15

Herleitung von σT

Wir konnen das Dipolmoment des Elektrons schreiben als

~p = −ez~z = −p0 sin(ωt)~z, wo p0 =e2E0

meω2.

Wir setzen p0 in den aus der Physik II bekannten Ausdruck fur die abgestrahlteLeistung eines oszillierenden Dipols ein:

dP

dΩ=

ω4p2032π2ε0c3

sin2 θ, −→dP

dΩ=

e4E20

32π2ε0c3m2e

sin2 θ

Der mittlere Energiefluss einer einfallenden Welle ist

|〈Φ〉| =cε0E

20

2.

PdM II - V4, Seite 16

Der Streuquerschnitt ist auch definiert als der Anteil der gestreuten Strahlung,

dσ

dΩ

.=

gestreute Strahlung

einfallende Strahlung=

dP/dΩ

|〈Φ〉|=

e4E20

32π2ε0c3m2e

sin2 θ ·2

cε0E20

.

Wir finden also, dass der Streuquerschnitt durch den klassischen Elektronenradiusre gegeben ist:

dσ

dΩ=

(

e2

4πε0mec2

)2

sin2 θ = r2e sin2 θ.

Der totale Streuquerschnitt ergibt sich dann als Integral2 uber dΩ,

σT = r2e

∫

sin2 θdΩ = 2πr2e

∫

sin3 θdθ =8π

3r2e = 6,65 · 10−29m2.

2∫ sin3 θdθ = (1/3) cos3 θ − cos θ + C

PdM II - V4, Seite 17

Der klassische Elektronenradius reWir kennen bereits zwei Langenskalen in der mikroskopischen (Quanten-) Physik,den Bohrschen Atomradius und die Compton-Wellenlange des Elektrons:

a0 =h

mecα= 5,292 · 10−11m, λC =

h

mec= 2,426 · 10−12m.

Beide Langen unterscheiden sich um 2πα, wo α die Feinstrukturkonstante ist. Dienachst kleinere Lange ist der klassische Elektronenradius, der sich durch Vergleichder Energie des elektrischen Feldes des Elektrons mit seiner Ruheenergie ergibt.

W (re) = e · U(re) =e2

4πε0re= mec

2 −→ re =1

4πε0

e2

mec2= 2,8 · 10−15m.

Spatestens ab dieser Skala muss die Energie im Feld berucksichtigt werden3.3Man spricht dann von der sogenannten “Renormierung”.

PdM II - V4, Seite 18

Die Rayleigh-Streuung

Rayleigh-Streuung tritt immer dann auf, wenndie streuenden Partikel gebundene Elektronenbeinhalten und kleiner sind als die Wellenlangedes gestreuten Lichtes. Der Streuquerschnitt istdann proportional zu ω4. Prominentestes Bei-spiel der Rayleigh-Streuung ist der blaue Him-mel (Bild: Wikipedia). Wegen der Frequenz-abhangigkeit ist die Intensitat des gestreutenblauen Lichtes hoher als die des roten Lichtes,

σblau

σrot=

(

ωblau

ωrot

)4

=

(

λrot

λblau

)4

≈ 16,

Blaues Licht wird etwa 16 mal starker gestreut wird, als rotes.

PdM II - V4, Seite 19

Herleitung der Abhangigkeit von σ ∝ 1/λ4

Es

r ≪ λ

~Ei

Lord Rayleigh (J.W. Strutt, Philos.Mag., 41, 107, 274(1871)) hat fur den Streuquerschnitt im langwelligen Be-reich eine elegante Herleitung mittels Dimensionsanalysegefunden. Ist ein streuendes Partikel wesentlich kleiner alsdie Wellenlange des Lichtes, so oszillieren dessen Kompo-nenten alle in Phase mit dem außeren Feld Ei. Deshalb istdas gestreute Feld, Es proportional zum Volumen V desPartikels und zum außeren Feld Ei.

Wegen Energieerhaltung gilt auch E2s ∝ 1/r2. Aus Dimensionsgrunden muss

dann gelten: Es ∝EiVrλ2 , weil nur noch das Quadrat der Wellenlange λ die richtige

Einheit hat, um die Proportionalitat zu gewahrleisten. Deshalb gilt

E2s ∝

E2i V

2

r2λ4, also σ ∝

E2s

E2i

∝ λ−4 ∝ ω4.

PdM II - V4, Seite 20

Der Photoeffekt

Kα

aus der K-Schale

Photoelektron

elektron

Rontgenstrahl

KernKern

Rontgenstrahl

Schalen-Beim Photoeffekt wird ein γ-Quantdurch ein Hullenelektron absorbiert,welches seinen Ort wiederum mit ei-ner Energie

Ekin = h · ν − EB

verlasst. Das absorbierende Atomoder Ion (das absorbierende Mate-

rial) erfahrt wegen der Absorption des γ-Quants einen Ruckstoß (Das γ-Quantist ja dann verschwunden!). Der Wirkungsquerschnitt fur den Photoeffekt ist

σph ∼ σT · Z5 ·

(

mec2

Eγ

)7/2

,

PdM II - V4, Seite 21

wo σT = (8/3)π · r2e der Thomson-Streuquerschnitt und re = e2/(4πε0mec2)

der klassische Elektronenradius ist. Deshalb ist fur schwere Elemente (Z5 !) derPhotoeffekt fur kleine Eγ der uberwiegende Absorptionsmechanismus.

Links ist der Massenschwachungskoeffizient furEisen als durchgezogene Linie gezeigt (ge-strichelt: Massen-Energie-Schwachungskoeffi-zient). Die Kante bei ca. 8,8 keV ist die Io-nisationsenergie des He-ahnlichem Fe24+ (FeXXV), also die K-Schale. Bei Blei sieht manwesentlich mehr Schalen, wie auf Seiten 27 und29 gezeigt ist. Bei Al ist eine bei ca. 2 keV zusehen.Ionisationsenergien finden Sie bei

http://physics.nist.gov/cgi-bin/ASD/ie.pl, die Abb. stammt vonhttp://physics.nist.gov/PhysRefData/XrayMassCoef/ElemTab/z26.html

PdM II - V4, Seite 22

Der Compton-Effekt

θ

φ

Photon

Photon, E0, p0, λ0

Elektron

~pe

E1, p1, λ1

~p1 = h~k1

~p0 = h~k0

In PdM II V1 haben wir bereits dieComptonsche Streuformel hergelei-tet,

λ1 − λ0 = λc (1− cosφ) , (1)

wo λc = h/(mec) die Compton-Wellenlange ist. Sie ist die Langen-skala, ab der sich klar zeigt, dassPhotonen auch als Teilchen aufge-fasst werden mussen.

Der Wirkungsquerschnitt fur die Compton-Streuung wurde 1929 von O.Klein und

PdM II - V4, Seite 23

Y.Nishina berechnet, fur Eγ ≫ mec2 gilt

σc = πr2e · Zmec

2

Eγ

[

1

2+ ln

(

2Eγ

mec2

)]

.

Die Comptonsche Streuformel kann auch geschrieben werden als

1

E1−

1

E0=

1

mec2(1− cosφ) , bzw.

E1 =E0

1 + E0(1−cosφ)mec2

.

PdM II - V4, Seite 24

Energie

counts per bin

Compton-Spektrum

Compton-Kante

Photopeak Weil das gestreute Elektron rasch seine Energiean das umliegende Medium abgibt, ist die durchCompton-Streuung an das Medium ubertrageneEnergie

∆E = E0 − E1 = E0 ·

1 −1

1 + E0(1−cosφ)mec2

.

Der maximale Energieubertrag ergibt sich fur φ = π, also eine Streuung um 180Grad. Einsetzen ergibt

∆Emax =2E2

0

mec2 + 2E0.

Das bedeutet, dass ein Detektor, in dem γ-Quanten via Compton-Effekt ge-messen werden, bei dieser hochsten Energie eine “Kante” aufweisen wird, diesog.Compton-Kante.

PdM II - V4, Seite 25

Die Paarbildung

α

511keV

γ-Strahl

511keV

γ-StrahlKern

Elek

tron

1,2 MeV

γ-Strahl

Positron

Bei der Paarproduktion wird imstarken Feld der Atomhulle oder desKerns ein Elektronen-Positronen-Paar erzeugt. Das Positron anni-hiliert rasch mit einem umgeben-den Elektron unter Aussendung vonzwei Photonen der Energie Eγ ≥511 keV. Das Elektron verliert sei-ne Energie nach Bethe-Bloch, dieentstandenen γ-Quanten verlierensie durch Compton-Streuung (fur

die leichten Elemente) oder uber den Photoeffekt.

PdM II - V4, Seite 26

Zusammenfassung

1e−14

1e−12

1e−10

1e−08

1e−06

0.0001

0.01

1

100

10000

0.001 0.01 0.1 1 10 100 1000 10000 100000

Photoeffekt

Nukleare Paarproduktion

Compton-Effekt

σ[cm2/g]

Eγ [MeV]

Der gesamte Wirkungsquerschnitt fur γ-Quanten setzt sich also aus den verschiedeneneingangs genannten Prozessen zusammen. Die-se sind sowohl von der Energie des Projektilswie auch von der Kernladungszahl des Targetsabhangig. Links ist der totale Wirkungsquer-schnitt fur Blei dargestellt, einige behandelteProzesse sind farbig hervorgehoben. Fur einleichteres Element wird der Compton-Effekt anProminenz gewinnen.

Die durchgezogene schwarze Kurve zeigt die koharente (elastische oder Rayleigh)Streuung, die gestrichelte die Paarbildung im Feld der Elektronen.

PdM II - V4, Seite 27

Abschirmung/Schwachungskoeffizienten

I0 I

Quelle

Absorber

Detektor

Beim Durchgang durch Materie werdenRontgen- oder γ-strahlen gestreut. In derlinks skizzierten Konfiguration sind die ge-streuten Photonen rot und gestrichelt dar-gestellt, die transmittierten schwarz. BeimDetektor kommen nicht alle ausgesandten

Photonen an. Die Schwachung des Strahls ist proportional zur Intensitat desStrahls,

dI

dx= −µI und damit I(x) = I0 · exp (−µ · x) im Medium.

Die Proportionalitatskonstante µ heißt Schwachungskoeffizient. Weil dieAbschirmung auch proportional zur Dichte des Materials ist, ist es sinnvoll, densog.Massenschwachungskoeffizienten µ/ρ einzufuhren.

PdM II - V4, Seite 28

Abschirmung/Schwachungskoeffizienten

Pb

0.01

0.1

1

10

100

1000

10000

0.001 0.01 0.1 1 10

µ/ρ[cm2/g]

Eγ [MeV]

Die γ-Strahlung wird durch Materie abge-schirmt. Die Abschirmung laßt sich durch densog.Massenschwachungskoeffizienten (µ/ρ)ibeschreiben.

Die Massenschwachungskoeffizienten (µ/ρ)ider Elemente konnen im Netz gefundenwerden4.

Die Massenschwachungskoeffizienten furzusammengesetzte Materialien ¯µ/ρ =∑

wi (µ/ρ)i konnen aus der prozentualenGewichtsverteilung der Elemente berechnet oder im Netz gefunden werden5.

4 http://physics.nist.gov/PhysRefData/XrayMassCoef/tab3.html5 http://physics.nist.gov/PhysRefData/XrayMassCoef/tab4.html

PdM II - V4, Seite 29

Wechselwirkung von Neutronen mit Materie

E′n, ~p

′n

E′p, ~pp′

n p

En, ~pn Ep, ~pp

∑~pi =

∑~p′i

Neutronen sind ungeladene Teilchen und konnenelektromagnetisch mit den Elektronen im Mediumhochstens uber ihr magnetisches Moment wechsel-wirken. Viel starker ist aber ihre Wechselwirkung mitden Atomkernen, die man fur niedrige Energien oftdurch elastische Stoße harter Kugeln nahern kann.Dabei gelten sowohl Energie- wie auch Impulserhal-tung. Treten Kernreaktionen auf, so mussen die Stoßeinelastisch behandelt werden.

~pn + ~pK = ~p′n + ~p′K,

p2n2mn

+p2K2mK

=p′2n2mn

+p′2K2mK

+Q.

PdM II - V4, Seite 30

Elastische Stoße im Schwerpunktsystem II

Oft wird der eine Stoßpartner vor dem Stoß in Ruhe sein, etwa wenn ein Teilchender Masse m1 in einem Beschleuniger auf ein Targetteilchen der Masse m2 trifft.Dann gilt also ~v2 = ~0. Wir wollen diesen wichtigen Spezialfall untersuchen. DerEinfachheit halber berucksichtigen wir nur elastische Stoße und untersuchen, wieder Streuwinkel θ die Streuresultate beeinflusst.

Die Schwerpunktgeschwindigkeit vor (~vS) und nach (~uS) dem Stoß ist

~vS = ~uS =m1~v1 +m2

~0

m1 +m2=

~v11 +X

, wo X =m2

m1.

Wir rechnen ~v1 und ~v2 in das Schwerpunktsystem SS um:

~v1,S = ~v1 − ~vS =X

1 +X~v1,

PdM II - V4, Seite 31

~v2,S = ~v2 − ~vS = −~vS = −~v1

1 +X, weil ~v2 = 0

~u1,S = ~u1 − ~vS

Wir losen die letzte Gleichung nach ~u1 auf und quadrieren das Resultat.

u21 = u2

1,S +v21

(1 +X)2+ 2u1,S

v11 +X

cos θ

Das Resultat bringen wir auf einen Nenner

u21 =

(1 +X)2u21,S + v21 + 2 (1 +X)u1,Sv1 cos θ

(1 +X)2 .

Wegen der Energieerhaltung im Schwerpunktsystem fur elastische Stoßep′21,S/(2µ) = p21,S/(2µ) gilt auch (sofern m1 und m2 gleich bleiben!) u2

1,S = v21,S

PdM II - V4, Seite 32

und mit v1,S = v1X/(1 +X) gilt folglich

u21 = v21

X2 + 2X cos θ + 1

(1 +X)2 .

Der Energieubertrag in einem elastischen Stoß ist (bei unveranderter Masse):

∆Ekin

Ekin=

Ekin,1 − E′kin,1

Ekin,1= 1−

X2 + 2X cos θ + 1

(1 +X)2 .

Die drei folgenden Bilder zeigen den maximalen Energieubertrag, eine Rose imBleicontainer im Neutronenlicht der GKSS und eine Rontgenaufnahme (links)und eine Neutronenradiographie (rechts) eines Wasserhahns (GKSS, M.Muller).

PdM II - V4, Seite 33

0,01 0,1 1 10 100

m2/m

1

0,01

0,1

1

|∆E

kin / E

kin

|

θ = πθ = 3/4 π

PdM II - V4, Seite 34

PdM II - V4, Seite 35

PdM II - V4, Seite 36

Biologische Effekte von Strahlung

Passiert ionisierende Strahlung Gewebe, konnen molekulare Bindungen zerstortoder Atome ionisiert werden oder freie Radikale entstehen (“Knacken” vonH2O). Wesentlich schadlicher sind Strahlenschaden in der DNS6 im Erbgut. Manunterscheidet nach ICRP (International Commission on Radiological Protection):

Deterministische Strahlenwirkungen sind Wirkungen, bei denen

der Schweregrad des Strahlenschadens eine Funktion der Dosis

ist. Bei vielen deterministischen Wirkungen besteht eine

Dosisschwelle, unterhalb derer keine klinischen Symptome

auftreten.

Stochastische Strahlenwirkungen sind solche, bei denen die

Eintrittswahrscheinlichkeit fur einen Strahleneffekt, nicht

aber dessen Schweregrad, von der Energiedosis abhangt.6Desoxyribonukleinsaure (DNS, engl. Deoxyribonucleic acid (DNA))

PdM II - V4, Seite 37

W’keit1

0.5

D50 Dmax

Dosis

DS

Beispiele fur deterministische Strah-lenschaden sind Strahlenkrankheit, Strah-lentod, Absterben von Gewebe bei lokalerWirkung. Dieses wird bei der Tumor-bekampfung gezielt ausgenutzt. Dabeiwird die Abhangigkeit von der Dosis-schwelle ausgenutzt.

Beispiele fur stochastische Strah-lenschaden sind Tumor oder vererbbare Schaden. Stochastischen Schadenwird keine Dosisschwelle unterstellt (Linear Non-Threshold-Model), was aberdurch neuere Forschung nicht gestutzt wird.

PdM II - V4, Seite 38

Wiederholung: Einheiten der Aktivitat

Heute wird Aktivitat in Einheiten von Becquerel gemessen,

1Becquerel = 1Bq = 1Zerfall pro Sekunde.

Die Wirkung radioaktiver Strahlung wird in zwei (drei) Einheiten gemessen. DieIonisation wird gemessen in Rontgen, wobei ein Rontgen diejenige Strahlungs-menge an γ-Strahlung ist, die 2 · 109 Ionenpaare pro Mililiter Luft erzeugt, oder,in anderen Worten,

1Rontgen = 1R = 2.58 · 10−4 C

kg(Luft).

Oft ist die abgegebene Energiemenge pro Masse, die sog.Dosis, interessanter, sie

PdM II - V4, Seite 39

wird in Gray gemessen,

1Gray = 1Gy = 1J

kg.

Ist die biologische Wirksamkeit gefragt, wird die Dosis mit einem QualitatsfaktorQ multipliziert, die sog. Aquivalantdosis wird in Sievert gemessen,

1Sievert = 1Sv = Q · Gy.

Die Qualitatsfaktoren werden durch die “International Commission on RadiologicalProtection” (ICRP) definiert.

Uberlegung: Was ist 1 J/kg?Um wieviel erwarmt sich 1 kg Wasser bei einer Energiezufuhr von 1J?Die Warmemenge = ∆T m cH2O ist also 1 J, die Masse m = 1kg und folglich∆T = 1/cH2O in Einheiten von J, K, kg. Mit cH2O = 4.1813 · 103 J/kg/K ist∆T = 1/4.1813 · 103 = 0.24 · 10−3 K. Das ist sehr klein, aber...

PdM II - V4, Seite 40

Auswirkungen auf den Menschen

Dosis Auswirkungen(Ganzkorper)< 0.25 Sv keine klinisch nachweisbaren Schaden0.25 Sv Abnahme von weißen Blutkorpern0.5 Sv Zunehmende Zerstorung von Leukozyten-bildenden Organen,

was zu einer Abnahme der Infektionsresistenz fuhrt1 Sv Deutliche Veranderungen im Blutbild, besonders Abnahme der

Leukozyten und Neutrophilen (“Fresszellen”).

2 Sv Ubelkeit und andere Symptome5 Sv Schaden am Gastrointestinaltrakt, die zu Blutungen fuhren.

Etwa 50%-ige Todeswahrscheinlichkeit10 Sv Zerstorung des neurologischen Systems und etwa 100%-ige

Todeswahrscheinlichkeit innerhalb von 24 Stunden.

PdM II - V4, Seite 41

Maximum Permissable Dose (MPD)

Die ICRP und der NCRP haben die folgenden Werte fur die maximal zulaßige Dosis(Maximum permissable Dose (MPD)) fur Bevolkerung und beruflich exponiertePersonen herausgegeben. Dabei gilt fur alle Expositionen das ALARA-Prinzip(As Low As Reasonably Achievable).

NCRP ICRPBevolkerung Jahrliche MPD 1 mSv 1 mSvberuflich Jahrliche MPD 50 mSv 20 mSvstrahlenexponierte kumulative MPD 10 mSv × Alter -Personen Schwangerschaft 5 mSv 2 mSv

Zum Vergleich: Wegen der Hohenstrahlung tragt ein Langstreckenflug in 10kmHohe 6 µSv/h zur Dosis bei. Kabinenpersonal bleibt jahrlich ca. 1000 Stunden indieser Hohe, erfahrt also etwa 6 mSv/a und muss als beruflich strahlenexponiertesPersonal eingestuft werden. (Astronauten auf der ISS erfahren bis zu 35µSv/h.)

PdM II - V4, Seite 42

Art der Strahlenquelle Effektive Dosis im JahrNaturliche StrahlenquellenKosmische Strahlung (auf Meeresniveau) 0,3 mSvTerrestrische Strahlung

Außerliche Bestrahlung 0.4mSvEinatmen von Radon 1.1 mSvsonstige innere Strahlung 0.3 mSvSumme naturliche Strahlenquellen ∼ 2 mSvKunstliche StrahlenquellenMedizinische Anwendungen 1,9 mSvKernkraftwerke (Normalbetrieb) < 0,01 mSvFolgen des Tschernobyl-Unfalls < 0,016 mSvAtombombenversuche < 0,01 mSvSonstige kunstliche Strahlung < 0,02 mSvSumme kunstliche Strahlenquellen ∼ 2 mSvSumme nat. u. kunstl. Strahlenquellen ∼4 mSv

PdM II - V4, Seite 43

Die naturliche Hintergrundstrahlung

Land Bq/m3 empf. GrenzwertWelt 39 -Island 10 100Deutschland 49 200Schweiz 78 400/1000/3000∗

Schweden 108 100Mexiko 140 -∗Neubau/Wohnraum/Arbeitsraum

Wahrend man versuchen kann(und soll), zusatzliche Belastun-gen durch “kunstliche Strahlung”zu minimieren (ALARA-Prinzip),ist dies bei der naturlichen Hinter-grundstrahlung nur in begrenztemMaße moglich. So schwankt diemittlere Radonkonzentration inInnenraumen erheblich, wie links

ersichtlich (Quelle: WHO). In der Schweiz kann man fur jede Gemeinde denRadonstatus erfragen7. 222-Radon entsteht in der 238U Zerfallskette und zerfalltmit einer Halbwertszeit von 3.8 Tagen unter Aussendung eines α-Teilchens.

7Quelle:https://www.bag.admin.ch/bag/de/home/themen/mensch-gesundheit/strahlung-radioaktivitaet-schall/radon/radongebiete-

PdM II - V4, Seite 44

Quelle:https://www.bag.admin.ch/bag/de/home/themen/mensch-gesundheit/strahlung-8

8Das Risiko an Lungenkrebs zu sterben nimmt pro 100 Bq/m3 um ca. 10% zu. Schatzungen ergeben ca. 230

PdM II - V4, Seite 45

Hohe naturliche Hintergrundstrahlung

Ort/Land Dosisrate QuelleGuarapari/Brasilien bis zu 440 mSv/a 1Ramsar/Iran bis zu 260 mSv/a 1Kerala/Indien bis zu 70 mGy/a 2Yangjiang/China 6,4 mSv/a 3Denver/USA 10,4 mSv/a 4

Die Tabelle zeigt Gegendenin denen die Hintergrund-strahlung vorallem aufgrundvon Thorium in einer be-stimmten Sandsorte (Mona-zit) und Radon sehr hochist.

Quellen:1 http://www.sciencemag.org/content/309/5736/883.1.full2 http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed/190664873 http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed/111422104 http://isis-online.org/risk/tab7

Eine Vergleichsmoglichkeit fur verschiedene Belastungen gibt

http://en.wikipedia.org/wiki/Orders_of_magnitude_%28radiation%29

Radon-Tote/Jahr in der Schweiz, ca. 1900 in Deutschland (WHO, 2009)

PdM II - V4, Seite 46