Радиоактивностью являются также спонтанное деление ядер, протонная радиоактивность и др. Понятие радиоактивности иног­да распространяют и на превращения элементарных частиц

§ 27.2. Основной закон радиоактивного распада. Активность

Радиоактивный распад — это статистическое явление. Не­возможно предсказать, когда распадется данное нестабильное яд­ро, можно лишь сделать некоторые вероятностные суждения об этом событии. Для большой совокупности радиоактивных ядер можно получить статистический закон, выражающий зависи­мость нераспавшихся ядер от времени.

Пусть за достаточно малый интервал времени dt распадается dN ядер. Это число пропорционально интервалу времени di, а так­же общему числу N радиоактивных ядер:

где l — постоянная распада, пропорциональная вероятности распада радиоактивного ядра и различная для разных радиоак­тивных веществ. Знак «-» поставлен в связи с тем, что dN < 0, так как число нераспавшихся радиоактивных ядер убывает со временем.

Разделим переменные и проинтегрируем (27.8) с учетом того, что нижние пределы интегрирования соответствуют начальным условиям (t = 0, N = N₀; N_o — начальное число радиоактивных ядер), а верхние — текущим значениям t и N:

Потенцируя это выражение, имеем

Это и есть основной закон радиоактивного распада: число радио­активных ядер, которые еще не распались, убывает со временем по экспоненциальному закону.

На рис. 27.2 изображены кривые 1 и 2, соответствующие разным веществам (l₁ > l₂); начальное число N_o радиоактив­ных ядер одинаково.

На практике вместо постоянной распа­да чаще используют другую характерис­тику радиоактивного изотопа — период полураспада Т. Это время, в течение ко­торого распадается половина радиоактив-

ных ядер. Естественно, что это понятие применимо к достаточно большому числу ядер. На рис. 27.2 показано, как с помощью кри­вых 1 и 2 можно найти периоды полураспада ядер; проводится прямая, соответствующая N₀/2, до пересечения с кривыми. Абс­циссы точек пересечения дают Т₁ и Т₂.

Чтобы установить связь между Т и l, подставим в уравнение (27.9) N = N₀/2 vit = T, откуда следует N_Q/2 = N_oe~^XT. Сокращая на N_o и логарифмируя это равенство, получаем

Работая с радиоактивными источниками, важно знать число частиц или у-фотонов, вылетающих из препарата в секунду. Это число пропорционально скорости распада, поэтому скорость рас­пада, называемая активностью, является существенной харак­теристикой радиоактивного препарата:

Используя (27.8)—(27.10), можно найти следующие зависи­мости для активности:

Таким образом, активность препарата тем больше, чем больше ра­диоактивных ядер и чем меньше их период полураспада. Актив­ность препарата со временем убывает по экспоненциальному закону.

Единица активности — беккерелъ (Бк), что соответствует ак­тивности нуклида в радиоактивном источнике, в котором за 1 с происходит один акт распада.

Наиболее употребительной единицей активности является кю­ри (Ки); 1 Ки = 3,7 • 10¹⁰ Бк = 3,7 • 10¹⁰ с"¹. Кроме того, существу­ет еще одна внесистемная единица активности — резерфорд (Рд); 1 Рд = 10⁶ Бк - 10⁶ с"¹.

Для характеристики активности единицы массы радиоактив­ного источника вводят величину, называемую удельной массо­вой активностью и равную отношению активности изотопа к его массе. Удельная массовая активность выражается в беккерелях на килограмм (Бк/кг).

§ 27.3. Взаимодействие ионизирующего излучения с веществом

Заряженные частицы и g-фотоны, распространяясь в веществе, взаимодействуют с электронами иядрами, в результате чего изме­няется состояние как вещества, так и частиц.

Основным механизмом потерь энергии заряженной частицы (a и b) при прохождении через вещество является ионизационное торможение. При этом ее кинетическая энергия расходуется на возбуждение и ионизацию атомов среды.

Взаимодействие частицы с веществом количественно оценива­ется линейной плотностью ионизации, линейной тормозной спо­собностью вещества и средним линейным пробегом частицы.

Под линейной плотностью ионизации i понимают отношение числа dn ионов одного знака, образованных заряженной ионизи­рующей частицей на элементарном пути dl, к этому пути: i = dn/dl.

Линейной тормозной способностью вещества S называют от­ношение энергии dE, теряемой заряженной ионизирующей части­цей при прохождении элементарного пути dl в веществе, к длине этого пути: S = dE/dl.

Средним линейным пробегом заряженной ионизирующей час­тицы R является среднее значение расстояния между началом и кон­цом пробега заряженной ионизирующей частицы в данном веществе.

График зависимости линейной плотности ионизации от пути х, проходимого a-частицей в среде (воздух), показан на рис. 27.3. По мере продвижения частицы в среде уменьшаются ее энергия и ско­рость, линейная плотность иониза­ции при этом возрастает и только при завершении пробега части­цы резко убывает.

Возрастание i обусловлено тем, что при меньшей скорости a-частица больше време­ни проводит вблизи атома и, таким образом, возрастает вероятность ионизации атома. Как видно из

рисунка, линейная плотность ионизации a-частиц естественно-радиоактивных изотопов в воздухе при нормальном давлении составляет i = (2 ¸ 8) • 10⁶ пар ионов/м.

Так как для ионизации молекул, входящих в состав воздуха, тре­буется энергия около 34 эВ, то значения линейной тормозной спо­собности вещества (воздуха) S лежат в интервале 70—270 МэВ/м.

Средний линейный пробег а-частицы зависит от ее энергии и От плотности вещества. В воздухе он равен нескольким сантимет­рам, в жидкостях и в живом организме — 10—100 мкм. После то­го как скорость a-частицы уменьшается до скорости молекуляр-но-теплового движения, она, захватив два электрона в веществе, превращается в атом гелия.

Ионизация и возбуждение являются первичными процессами. Вторичными процессами могут быть увеличение скорости молекулярно-теплового движения частиц вещества, характеристиче­ское рентгеновское излучение, радиолюминесценция, химиче­ские процессы.

Взаимодействие a-частиц с ядрами — значительно более ред­кий процесс, чем ионизация. При этом возможны ядерные реак­ции, а также рассеяние a-частиц.

Бета-излучение, так же как и a-излучение, вызывает иониза­цию вещества. В воздухе линейная плотность ионизации b-частицами может быть вычислена по формуле

где k ~ 4600 пар ионов/м, с — скорость света, а J — скорость b-частиц.

Кроме ионизации и возбуждения b-частицы могут вызывать и другие процессы. Так, например, при торможении электронов возникает тормозное рентгеновское излучение. Бета-частицы рас­сеиваются на электронах вещества, и их пути сильно искривля­ются в нем. Если электрон движется в среде со скоростью, превы­шающей фазовую скорость распространения света в этой среде, то возникает характерное черепковское излучение (излучение Черенкова—Вавилова).

При попадании b⁺-частицы (позитрона) в вещество с большой вероятностью происходит такое взаимодействие ее с электроном, в результате которого пара электрон — позитрон превращается в два g-фотона. Этот процесс, схема которого показана на рис. 27.4,_ называют аннигиляцией. Энергия каждого g-фотона, возникаю­щего при аннигиляции, оказывается не меньше энергии покоя электрона или позитрона, т. е. не менее 0,51 МэВ.

Несмотря на разнообразие процессов, приводящих к ослабле­нию излучения, можно приближенно считать, что интенсивность его изменяется по экспоненциальному закону, подобному (26.8). В качестве одной из характеристик поглощения b-излучения ве­ществом используют слой половинного ослабления, при прохож­дении через который интенсивность b-частиц уменьшается вдвое.

Можно считать, что в ткани организма b-частицы проникают на глубину 10—15 мм. Защитой от b-излучения служат тонкие алюминиевые, плексигласовые и другие экраны. Так, например, слой алюминия толщиной 0,4 мм или воды толщиной 1,1 мм уменьшает вдвое b-излучение от фосфора ³²₁₅ Р.

При попадании g-излучения в вещество наряду с процессами, ха­рактерными для рентгеновского излучения (когерентное рассеяние, эффект Комптона, фотоэффект, см. § 26.3), возникают и такие явле­ния, которые неспецифичны для взаимодействия рентгеновского излучения с веществом. К этим процессам следует отнести образова­ние пары электрон — позитрон, происходящее при энергии g-фотона, не меньшей суммарной энергии покоя электрона и позитрона (1,02 МэВ), и фотоядерные реакции, которые возникают при взаи­модействии g-фотонов больших энергий с атомными ядрами. Для возникновения фотоядерной реакции необходимо, чтобы энергия g-фотона была не меньше энергии связи, приходящейся на нуклон.

В результате различных процессов под действием g-излучения образуются заряженные частицы; следовательно, у-излучение также является ионизирующим.

Ослабление пучка g-излучения в веществе обычно описывают экспоненциальным законом (26.8). Линейный (или массовый) ко­эффициент ослабления можно представить как сумму соответст­вующих коэффициентов ослабления, учитывающих три основных процесса взаимодействия — фотоэффект, Комптон-эффект и обра­зование электрон-позитронных пар:

Эти основные процессы взаимодействия происходят с разной вероятностью, которая зависит от энергии g-фотона (рис. 27.5; кривая получена для свинца).

Как видно из рисунка, при малых энергиях основную роль играет фотоэффект, при средних — Комптон-эффект и при энергиях, больших 10 МэВ, — процесс об­разования пары электрон — позитрон.

Экспоненциальный закон ослабления пучка g-фотонов выпол­няется приближенно, особенно при больших энергиях. Это обус­ловлено вторичными процессами, возникающими при взаимодей­ствии g-излучения с веществом. Так, например, электроны и по­зитроны обладают энергией, достаточной для образования новых g-фотонов в результате торможения и аннигиляции.

Поток нейтронов тоже является ионизирующим излучением, так как в результате взаимодействия нейтронов с ядрами атомов образуются заряженные частицы и g-излучение. Проиллюстриру­ем это несколькими: примерами: — деление ядер при захвате ими нейтронов: образование ра­диоактивных осколков, g-излучения и заряженных частиц;— образование a-частиц, например:

— — образование протонов, например:

§ 27.4. Физические основы действия ионизирующих излучений на организм

Рассматривая первичные физико-химические процессы в орга­низме при действии ионизирующих излучений, следует учиты­вать две принципиально разные возможности взаимодействия: с молекулами воды и с молекулами органических соединений.

Под действием ионизирующих излучений происходят химиче­ские превращения вещества, получившие название радиолиза. Укажем возможные механизмы радиолиза воды:

Наиболее реакционноспособными являются три типа радика­лов (присутствие неспаренного электрона у свободных радикалов обозначается жирной точкой в верхнем правом индексе), образую­щихся при радиолизе воды: е~, Н* и ОН*.

Взаимодействие органических молекул RH с этими радикалами может привести к обра­зованию радикалов органических молекул, например:

Взаимодействие молекул органических соединений непосредст­венно с ионизирующими излучениями может образовать возбуж­денные молекулы, ионы, радикалы и перекиси:

Из приведенных реакций ясно, что эти высокоактивные в хими­ческом отношении соединения будут взаимодействовать с осталь­ными молекулами биологической системы, что приведет к пов­реждениям генетического аппарата, мембран, других структур клеток и, в итоге, нарушениям функций всего организма.

Рассмотрим некоторые общие закономерности, характерные для биологического действия ионизирующего излучения.

Значительные биологические нарушения вызываются ничтож­но малыми количествами поглощаемой энергии излучения.

Ионизирующее излучение действует не только на биологиче­ский объект, подвергнутый облучению, но и на последующие по­коления через наследственный аппарат клеток. Это обстоятельст­во, а также его условное прогнозирование особо остро ставят воп­рос о защите организмов от излучения.

Для биологического действия ионизирующего излучения спе­цифичен скрытый (латентный) период. Разные части клеток по-разному чувствительны к одной и той же дозе (см. гл. 28) иони­зирующего излучения. Наиболее чувствительным к действию из­лучения является ядро клетки.

Способность к делению — наиболее уязвимая функция клетки, поэтому при облучении прежде всего поражаются растущие тка­ни. Это делает ионизирующее излучение особенно опасным для детского организма, включая период, когда он находится в утробе матери. Губительно действует излучение и на ткани взрослого ор­ганизма, в которых происходит постоянное или периодическое деление клеток: слизистую оболочку желудка и кишечника, кро­ветворную ткань, половые клетки и т. д. Действие ионизирующе­го излучения на быстрорастущие ткани используют также при те­рапевтическом воздействии на ткани опухоли.

При больших дозах может наступить «смерть под лучом», при меньших — возникают различные заболевания (лучевая болезнь и др.).

§ 27.5. Детекторы ионизирующих излучений

Детекторами ионизирующих излучений называют прибо­ры, регистрирующие а-, (3-, рентгеновское и у-излучения, нейтро­ны, протоны и т. д. Детекторы используют также для измерения энергии частиц, изучения процессов их взаимодействия, распада и т. п.

Работа детекторов основана на тех процессах, которые вызыва­ют регистрируемые частицы в веществе.

С некоторой условностью детекторы могут быть представлены тремя группами: следовые (трековые) детекторы, счетчики и интегральные приборы.

Следовые детекторы позволяют наблюдать траекторию части­цы, счетчики регистрируют появление частицы в заданном про­странстве, интегральные приборы дают информацию о потоке ионизирующего излучения. Еще раз отметим условность этой классификации. Так, например, следовые детекторы можно ис­пользовать, чтобы сосчитать пролетающие частицы, от «поштуч­ной» регистрации частиц счетчиком можно перейти к суммарной оценке потока ионизирующего излучения и т. п.

К следовым детекторам относят камеру Вильсона, диффузион­ную, пузырьковую, искровую камеры и толстослойные фотоплас­тинки. Общность всех этих устройств заключается в том, что на­блюдаемая частица ионизирует молекулы или атомы вещества на своем пути. Образованные ионы проявляются по вторичным эф­фектам: конденсация пересыщенного пара (камера Вильсона и диффузионная); парообразование перегретой жидкости (пузырь­ковая камера); образование разрядов в газах (искровая камера); фотохимическое действие (толстослойные фотопластинки).

Так как многие из перечисленных методов знакомы читателю по курсу физики средней школы, то в качестве иллюстрации рас­смотрим лишь работу искровой камеры. Она состоит из электро­дов, пространство между которыми заполнено газом. Высоко­вольтное напряжение подается на электроды во время прохожде­ния частицей пространства камеры, сигнал для включения напряжения поступает с других детекторов. Электроны, возник­шие вдоль траектории частицы при ионизации атомов газа, ускоряются электрическим полем и производят сами ударную иониза­цию. В результате на небольших участках образуется видимый глазом искровой разряд.

На рис. 27.6 показана схема узкозазорной искровой камеры. Расстояние между электродами, помещенными в камеру (горизонтальные прямые на рис. 27.6), порядка 1 см. Искровые разря­ды возникают перпендикулярно электродам, их совокупность указывает траекторию частицы.

В стримерной¹ искровой камере расстояние между электродами 5—20 см. Высоковольтное напря­жение снимается примерно через 10~⁵ с после прохождения части­цы. За это время искры зарождаются только в непосредственной области первичной ионизации, созданной регистрируемой час­тицей. Следы частиц в стримерной искровой камере изображены на рис. 27.7.

К интегральным детекторам можно отнести фотопленки (фик­сируется степень почернения после проявления пленки), иониза­ционные камеры непрерывного действия и др.

Рассмотрим устройство и работу ионизационной камеры непре­рывного действия. Она представляет собой конденсатор К, внутри которого находится газ (рис. 27.8). При попадании излучения в газ происходит ионизация и по цепи протекает электрический ток, который обычно усиливают и измеряют. Сила тока пропорци­ональна числу ионов, образованных в камере в секунду, и, следо­вательно, потоку энергии проходящих ионизирующих частиц.

В некоторых приборах разрядка конденсатора под действием ионизи­рующего излучения фиксируется элек­трометром.

К счетчикам относят большую группу газоразрядных устройств {им­пульсные ионизационные камеры, про­порциональные счетчики, счетчики Гейгера—Мюллера), а также люми­несцентные, полупроводниковые и др.

Проанализируем зависимость импуль­са тока I, возникающего при попадании частицы в газовый промежуток (число ионов, участвующих в одном импульсе), от напряжения U на электродах (рис. 27.9; кривые соответствуют а- и b-частицам).

Обе кривые могут быть условно пред­ставлены шестью областями, для которых характерны различные процессы.

В области / рекомбинации часть ионов рекомбинирует. С ростом напряжения число рекомбинирующих ионов уменьшается, увеличивается число ионов, которые дости­гают электродов. Так как ионизирующая способность а-частиц больше, чем b-частиц, то кривые для них различны.

Область II соответствует насыщению. Все первичные ионы до­ходят до электродов, но вторичной ионизации еще нет. В этой об­ласти работает ионизационная камера.

В области III начинает проявляться вторичная ионизация, од­нако импульс тока при этом остается пропорциональным началь­ной ионизации. Число N пар ионов, присутствующих после уси­ления, пропорционально числу N_o первичных пар ионов, образо­ванных ионизирующей частицей:

где k — коэффициент газового усиления (k = 10³ + 10⁶). Он зави­сит от конструкции счетчика и природы используемого в нем га­за. Именно в этой области работают пропорциональные счетчики.

Так как N_o и, следовательно, N зависят не только от вида час­тиц, но и от их энергии, то пропорциональные счетчики могут из­мерять и энергию частиц.

Область IV называют областью ограниченной пропорциональнос­ти. Здесь еще проявляется зависимость от начальной ионизации, но к значению U₄ она уже пропадает. Значение U₄, называемое порогом области Гейгера, зависит от конструкции счетчика, а также от давле­ния и вида газа, используемого в нем. В этой области импульс тока становится достаточно большим и при малой начальной ионизации.

В области V работают счетчики Гейгера—Мюллера. Здесь боль­шой коэффициент газового усиления, но нельзя различать энер­гии частиц.

В области VI возникает непрерывный газовый разряд, который приводит к быстрой порче счетчика. Области V и VI соответству­ют самостоятельному газовому разряду, который будет поддержи­ваться и после прекращения ионизирующего действия частицы.

В качестве примера газовых устройств рассмотрим счетчик Гейгера—Мюллера, он состоит из коаксиально расположенных цилиндрических электродов [рис. 27.10: 1 — анод (тонкая нить, натянутая вдоль оси), 2 — катод в виде напыленного на стек­лянную трубку 3 металла]. Давление газа внутри счетчика 100— 200 мм рт. ст. К электродам прикладывается напряжение поряд­ка нескольких сотен вольт. При попадании в счетчик ионизирую­щей частицы в газе образуются свободные электроны, которые движутся к аноду. Так как нить тонкая (диаметр около 0,05 мм), то вблизи нити электрическое поле сильно неоднородно, напря­женность поля велика. Электроны вблизи нити ускоряются на­столько, что начинают ионизовать газ. В результате возникает разряд, и по цепи (рис. 27.11) протекает ток.

Самостоятельный разряд в счетчике Гейгера—Мюллера необ­ходимо погасить, иначе счетчик не прореагирует на следующую частицу. Для гашения разряда применяют радиотехнический ме­тод и метод, основанный на добавлении в трубку многоатомных газов (самогасящиеся счетчики).

Простейшим вариантом первого метода является включение последовательно со счетчиком высокоомного резистора. При про­текании тока на этом резисторе происходит значительное падение напряжения, напряжение на счетчике уменьшается и разряд пре­кращается. Более распространены самогасящиеся счетчики, в ко­торых благодаря специальному газовому наполнению разряд сам собой обрывается даже при малых сопротивлениях цепи.

Электрические импульсы, возникающие во внешней цепи на резисторе, усиливают и регистрируют специальным устройством.

Принцип действия сцинтилляционного (люминесцентного) счет­чика основан на том, что под действием ионизирующего излучения в некоторых веществах происходят кратковременные вспышки света — сцинтилляции. На первом этапе развития ядерной физи­ки сцинтилляции регистрировались при визуальном наблюдении. В люминесцентном счетчике они регистрируются автоматически с использованием фотоэлектронного умножителя.

Полупроводниковые счетчики реагируют на изменение элек­тропроводимости р—n-перехода под воздействием заряженной час­тицы.

Как видно, все перечисленные выше детекторы работают тог­да, когда частицы производят ионизацию в определенном объеме. В связи с этим для регистрации а- и b-частиц стенки счетчиков или камер должны пропускать эти частицы. В отдельных случаях для регистрации а-излучения соответствующий источник поме­щается внутрь камеры, так как трудно сделать стенки камеры прозрачными для этих частиц.

Рентгеновское и у-излучения регистрируются благодаря иони­зации, которую вызывают заряженные частицы, образованные при фотоэффекте, Комптон-эффекте и т. д.

Счетчики должны удовлетворять некоторым общим требовани­ям, связанным с эффективностью, разрешающим временем и т. д. Эффективностью называют отношение числа зарегистрирован­ных частиц к общему числу частиц, пролетевших через счетчик. Разрешающим (или мертвым) временем счетчика называют ми­нимальное время, которое должно разделять следующие друг за другом частицы, чтобы они не были сосчитаны как одна.

¹ Стримерами называют светящиеся разветвленные каналы, обра­зующиеся при электрическом разряде в газах.

§ 27.6. Использование радионуклидов и нейтронов в медицине

Медицинские приложения радионуклидов можно представить двумя группами. Одна группа — это методы, использующие ра­диоактивные индикаторы (меченые атомы) с диагностическими и исследовательскими целями. Другая группа методов основана на применении ионизирующего излучения радионуклидов для био­логического действия с лечебной целью. К этой же группе можно отнести бактерицидное действие излучения.

Метод меченых атомов заключается в том, что в организм вво­дят радионуклиды и определяют их местонахождение и актив­ность в органах и тканях. Так, например, для диагностирования заболевания щитовидной железы в организм вводят радиоактив; ный иод ¹²⁵₅₃J или ¹³¹₅₃J, часть которого концентрируется в этой же­лезе. Счетчиком, расположенным поблизости от нее, фиксируют накопление иода. По скорости увеличения концентрации радио­активного иода можно делать диагностический вывод о состоянии щитовидной железы.

Рак щитовидной железы может давать метастазы в разные ор­ганы. Накопление радиоактивного иода в них может дать инфор­мацию о метастазах.

Для обнаружения распределения радионуклидов в разных ор­ганах тела используют гамма-топограф (сцинтиграф), который автоматически регистрирует распределение интенсивности радио­активного препарата. Гамма-топограф представляет собой скани­рующий счетчик, который постепенно проходит большие участки над телом больного. Регистрация излучения фиксируется, напри­мер, штриховой отметкой на бумаге. На рис. 27.12, а схематиче­ски показан путь счетчика, а на рис. 27.12, б — регистрационная карта.

Применяя радиоактивные индикаторы, можно проследить за обменом веществ в организме. Объемы жидкостей в организме трудно измерить непосредственно, метод меченых атомов позво­ляет решить эту задачу. Так, например, вводя определенное коли­чество радиоактивного индикатора в кровь и выдержав время для его равномерного распределения по кровеносной системе, можно по активности единицы объема крови найти ее общий объем.

Гамма-топограф дает сравнительно грубое распределение ис­точников ионизирующего излучения в органах. Более детальные сведения можно получить методом авторадиографии.

В этом методе на исследуемый объект, например биологиче-; скую ткань, наносится слой чувствительной фотоэмульсии. Со­держащиеся в объекте радионуклиды оставляют след в соответст­вующем месте эмульсии, как бы фотографируя себя (отсюда и на­звание метода). Полученный снимок называют радиоавтографом или авторадиограммой. На рис. 27.13 схематически показан слой I биологического препарата, содержащий радионуклиды (радиоактивные метки) и слой фотоэмульсии, в котором, после проявления, возникнут темные точки от ионизирующего излучения. В живой организм радиоактивные атомы вводятся в таком не­большом количестве, что ни они, ни продукты их распада не ока­зывают вреда организму.

Лечебное применение радионуклидов в основном связано с использованием g-излучения (гамма-терапия). Гамма-установка состоит из источника, обычно ⁶⁰Со, и защитного контейнера, вну­три которого помещен источник; больной размещается на столе. Применение гамма-излучения высокой энергии позволяет разру­шать глубоко расположенные опухоли, при этом поверхностно расположенные органы и ткани подвергаются меньшему губи­тельному действию.

Терапевтическое применение имеют и а-частицы. Так как они обладают значительной линейной плотностью ионизации, то по­глощаются даже небольшим слоем воздуха. Поэтому использова­ние а-частиц в терапии (альфа-терапия) возможно лишь при их непосредственном контакте с организмом, либо при введении внутрь организма.

Характерным примером является радоновая терапия: мине­ральные воды, содержащие ²²²₈₆Rn и его дочерние продукты (см. §27.1), используются для воздействия на кожу (ванна), органы пищеварения (питье), органы дыхания (ингаляция).

Еще одно лечебное применение а-частиц связано с использова­нием потока нейтронов. В опухоль предварительно вводят элемен­ты, ядра которых под действием нейтронов вступают в ядерную реакцию с образованием а-частиц. Облучая после этого больной орган потоком нейтронов, вызывают ядерную реакцию и, следо­вательно, образование а-частиц (например, реакции ¹⁰₅В + ¹₀п —> ⁷₃Li + ⁴₂a или ⁶₃Li + ¹₀n-> ³₁H +⁴₂a ).

Таким образом, a-частицы образуются прямо внутри органа, на который они должны оказать разрушительное воздействие. Можно ввести радиоактивный препарат в больной орган на острие иглы.

Существуют и другие приемы лечебного воздействия ионизи­рующим излучением радионуклидов и нейтронами.

§ 27.7. Ускорители заряженных частиц и их использование в медицине

Ускорителем называют устройство, в котором под дей­ствием электрических и магнитных полей формируется пу­чок заряженных частиц высокой энергии.

Различают линейные и циклические ускорители. В линейных ускорителях час­тицы движутся по прямолинейной траек­тории, в циклических — по окружности или спирали.

Наиболее известным циклическим ус­корителем является циклотрон (рис. 27.14), в котором под действием магнит­ного поля индукции В, направленной перпендикулярно плоскости рисунка, за­ряженная частица движется по окруж­ностям. Переменное электрическое поле между дуантами 1 ускоряет частицу. Согласно формуле (13.23), период Т вращения частицы не зависит от ее скорости и радиуса траектории, поэтому время прохождения частицей любой полуокружности в каждом дуанте одинаково. Оно соответствует половине периода колебаний электрического поля. Таким образом, магнитное поле обеспечивает вращение час­тицы по окружности, а электрическое поле — изменение ее кине­тической энергии. Источник частиц 2 находится вблизи центра циклотрона, пучок ускоренных частиц 3 вылетает из циклотрона после ускорения.

Циклотрон способен ускорять протоны до 20—25 МэВ. Ограни­чение энергии ускоряемых частиц обусловлено релятивистской зависимостью в формуле (13.23) массы¹ от скорости, что приводит к увеличению периода вращения частицы с возрастанием ее ско­рости. В результате этого нарушится синхронность между движе­нием частицы и изменением электрического поля. Электрическое поле будет не ускорять, а замедлять частицы. В связи с этим в циклотроне нельзя ускорять электроны, так как они быстро до­стигают релятивистских скоростей.

Из этого затруднения можно найти выход, изменяя частоту электрического поля в соответствии с изменением периода враще­ния заряженной частицы. Такой ускоритель называют фазо­троном (синхроциклотроном), он способен ускорять протоны до энергии ~ ГэВ. Можно предположить и другое решение вопроса: по мере воз­растания массы увеличивать индукцию магнитного поля. Как видно из формулы (13.23), в этом случае можно сохранить период вра­щения частицы неизменным. Уско­ритель такого типа называют синх­ротроном.

Для ускорения тяжелых частиц до энергий порядка гигаэлектрон-вольт и выше используют синхрофа­зотрон, в котором изменяют и маг­нитное поле, и частоту электриче­ского поля.

Довольно распространенным ускорителем электронов невысо­ких энергий является бетатрон. В отличие от других цикличе­ских ускорителей в нем электрическое поле не подается от внеш­них источников, а создается при изменении магнитного поля (яв­ление электромагнитной индукции).

На рис. 27.15, а схематически показано, что при изменении магнитного поля электромагнита 1 возникает, согласно теории Максвелла, вихревое электрическое поле. В зазоре 2 магнита рас­положена вакуумная камера, в которой ускоряются электроны. Силовые линии электрического поля в виде концентрических ок­ружностей проходят в плоскости, перпендикулярной плоскости рис. 27.15, а. На рис. 27.15, б изображена отдельная линия на­пряженности электрического поля, которая приближенно совпа­дает с траекторией электрона. На этом рисунке линии вектора В в основном перпендикулярны плоскости чертежа, магнитная ин­дукция возрастает.

Электрон удерживается на орбите магнитным полем (сила Ло­ренца) и ускоряется электрическим.

Бетатроны способны ускорять электроны до десятков мегаэлектрон-вольт. В настоящее время бетатроны используют глав­ным образом в прикладных целях, в том числе и медицинских. Остановимся на медицинских приложениях ускорителей. Ускорители заряженных частиц применяют как средство лучевой терапии в двух основных направлениях.

Во-первых, используют тормозное рентгеновское излучение, возникающее при торможении электронов, ускоренных бетатро­ном. Использование тормозного излучения оказывается более эф­фективным, чем гамма-терапия.

Во-вторых, используют прямое действие ускоренных частиц: электронов, протонов. Электроны ускоряются бетатроном, а про­тонный пучок получают от других ускорителей.

Как видно из рис. 27.3, заряженные частицы, в том числе и протоны, наиболь­шую ионизацию производят перед остановкой. Поэтому при попа­дании пучка протонов в биологический объект извне наибольшее воздействие будет оказано не на поверхностные слои, а на опухо­левые ткани, которые расположены в глубине организма. В этом основная выгода применения заряженных частиц для лучевой те­рапии глубинных опухолей. Поверхностные слои в этом случае повреждаются минимально.

Малое рассеяние протонов позволяет формировать узкие пуч­ки и, таким образом, очень точно воздействовать на опухоль. На­ряду с лечебным применением ускорителей в последние годы от­крылись возможности использования их в диагностике. Здесь можно указать две области.

Одна — ионная медицинская радиография. Суть метода заклю­чается в следующем. Пробег тяжелых заряженных частиц (а-частицы, протоны) зависит от плотности вещества. Поэтому если ре­гистрировать поток частиц до и после прохождения объекта, то можно получить сведения о средней плотности вещества.

Таким образом, так же как и при рентгенографии, возможно различать структуры большей и меньшей плотности. Преимуще­ство у этого метода перед рентгенографией — более низкая кон­трастность, что позволяет лучше различать структуру мягких тка­ней.

Другая область применения связана с синхротронным излуче­нием.

Синхротронным излучением называют интенсивное ультра­фиолетовое и мягкое рентгеновское излучение, которое испуска­ют электроны, движущиеся по круговой орбите со скоростями, близкими к скорости света. Впервые это излучение как световое наблюдалось на синхротронах, поэтому оно и называется синх­ротронным. Синхротронное излучение в целях диагностики при­меняют аналогично обычному рентгеновскому излучению. Одно из преимуществ синхротронного излучения перед рентгеновским заключается в возможности поглощения этого излучения преиму­щественно некоторыми элементами, например иодом, который может иметь повышенную концентрацию в тканях. Отсюда воз­никают условия для ранней диагностики злокачественных опухо­лей.

Отметим, что синхротронное излучение начинают также при­менять и в лучевой терапии.

¹ В настоящее время в физической литературе принято использовать релятивистскую зависимость импульса от скорости частицы. Здесь эти подробности не рассматриваются.

ГЛАВА 28