PARÇACIKLAR VE RADYASYONUN MADDE İLE ETKİLEŞMESİ Doç.Dr. Latife Şahin Yalçın İstanbul Üniversitesi Fizik Bölümü Fizik deneysel bir bilimdir. Deneyler fizik kanunlarını ve doğayı anlamamız için bir altyapı sağlar. Hiçbir yerde nükleer ve parçacık fiziğinin gelişmesi için deneylere duyulan ihtiyaçtan fazla ihtiyaç duyulmaz. Bu atom altı dünyada, parçacıkların birbirinden şaçılması bilginin ana kaynağını oluşturur. Nükleer ve parçacık çarpışmalarının, bozunmaların araştırılması, böyle etkileşme ürünlerinin ölçülmesi dedektörlere bağlıdır. Atom altı parçacıklar görsel araçlar kullanılarak ölçmek için çok küçük olmalarına rağmen, enerji depolanması için mekanizmalar kullanılarak böyle parçacıklar dedekte edilebilir. Dedektörler bu atom altı parçacıkları gözlemlememize olanak sağlar. Farklı tipte parçacıklar farklı şekilde dedekte edileceklerdir. Radyasyon onun madde içinde etkileşimi ile dedekte edilir. Bu sebeple radyasyonu dedekte edebilmek için madde ile etkileşimi iyi anlaşılmalıdır. Herhangi bir radyasyon detektörünün çalışması dedekte edilecek radyasyonun madde içerisinde etkileşme şekline bağlıdır. Tüm dedektör sistemleri hemen hemen aynı yapıya sahiptir; Radyasyonun dedektör maddesi ile etkileşimiyle başlar, bu etkileşimin sonucu sinyale çevrilerek kaydedilir. Kullanılacak dedektör malzemesi parçacığın çeşidine ve enerjisine göre çok dikkatli şeçilmelidir. Radyasyonun madde ile etkileşmesi bilgileri; radyasyonun dedeksiyonu, nükleer dedektörlerin geliştirilmesi ve dizaynı, radyasyondan korunma ilkelerinin belirlenmesi,yaşayan organizmalarda radyasyonun biyolojik etkilerinin incelenmesi gibi alanlarda kullanılmasına temel oluşturur. Etkileşme mekanizması parçacığın çeşidine ve enerjisine bağlı olduğu gibi girdiği ortamın atomunun proton sayısına ve yoğunluğuna bağlı olarak değişir. Bu nedenle, yüklü ve yüksüz parçacıkların madde ile etkileşmesini ayrı ayrı düşünmemiz gerekmektedir. 1. YÜKLÜ PARÇACIKLAR Yüklü parçacıkların enerjileri, bunların madde tarafından soğurulmasının ölçülmesiyle tayin edilebilir.Genel olarak, yüklü parçacıklar madde içerisinden geçerken enerji kayıbı ve geliş doğrultularından sapmaları gibi iki ana özellikle karakterize edilirler. Bu etkiler öncelikle maddenin atomik elektronları ile inelastik çarpışması ve çekirdekten elastik saçılmasının sonucudur.Bu reaksiyonlar maddede birim uzunluk başına bir çok defa meydana gelir. Fakat, bunlar sadece meydana gelen reaksiyonlar değildir. Cherenkov radyasyon yayınlanması, nükleer reaksiyonlar, transfer radyasyonu ve Bremsstahlung diğer olabilecek etkileşme mekanizmalarıdır. Yüklü parçacıkların madde ile etkileşimini incelerken yüklü parçacıkları hafif yüklü parçacıklar (e, e+) ve ağır yüklü parçacıklar(muon, pion, proton, alfa ve diğer ağır çekirdekler) diye iki gruba ayırmak gereklidir 1.1 AĞIR YÜKLÜ PARÇACIKLAR: Muonlar, pionlar, protonlar, döteronlar ve alfalar gibi ağır yüklü bir parçacık soğurucu bir ortama girer girmez, ortamdaki atomların yörünge elektronların negatif yükü ile kendi pozitif yükleri arasında Coulomb kuvveti ile etkileşir. Ağır yüklü parçacıkların madde içerisindeki enerji kaybından inelastik çarpışmalar sorumludur. Bu etkileşmelerde gelen parçacığın kinetik enerjisi atomun iyonlaşma enerjisinden yeterince büyük ise, enerjisini yolu üzerindeki atomları iyonlaştırmak için maddeye aktarır. Şekil 1: Atomun yüklü bir parçacıkla iyonizasyonu Yüklü bir parçacık madde içerisinde bir uçtan diğer uca geçerken, elektronlar ile çarpışmalar sonucunda enerjisinin çoğunu kaybeder. Her bir etkileşmede kaybedilen enerji çok küçük olacaktır. Bu enerji, toplam enerjinin sadece küçük bir kısmına karşılık geleceğinden, gelen parçacık madde içerisinde bunun gibi bir çok etkileşme yapacaktır. Bunun anlamı binlerce iyon çifti meydana gelecektir. Soğurucu ortamın atomundan kopan elektron negatif iyonu, geriye kalan atomda pozitif iyonu meydana getirecektir. İyon çiftleri tekrar bir araya gelme eğilimine sahiptir, fakat bazı tip dedektörlerde bu yeniden birleşme, dedektörün verdiği cevabın temeli olarak kullanılsın diye bastırılır. Bu durum yüklü parçacığın enerjisinin tamamını kaybedip duruncaya kadar devam edecektir. Meydana gelen negatif iyon (e-) tekrar ikincil bir iyonlaşmaya sebep olabilir, bu elektronlar delta-ışınları olarakta bilinir(Şekil 1). Ağır yüklü parçacıkların atomik elektonlarla çarpışmaları yollarında herhangi bir değişiklik meydana getirmez, yol aşağı yukarı bir doğrudur. Bu sebeple, yüklü parçacıklar, verilen bir soğurucu madde içinde belirli bir menzil ile karakterize edilirler. Menzil, parçacıkların madde içerisinde duruncaya kadar aldıkları yol olarak tanımlanır(Şekil 2). Şekil 2: Alfaların madde içerisindeki menzili Yüklü parçacığın madde ile etkileşme mekanizması olan iyonlaşmanın yanı sıra bir diğer mekanizma elektronların uyarılmasıdır. Gelen ağır yüklü parçacık iyonizasyon enerjisinden daha büyük enerjiye sahip değilse, bu durum gerçekleşir. Soğurucu maddenin atom veya molekülü gelen parçacığın enerjisinin bir kısmını soğurarak daha yüksek bir enerji seviyesine çıkar. Soğurucu madeye bağlı olarak uyarılmış atom ya da molekül sonradan görünür bölgede foton ışını yayınlayarak taban durumuna veya daha düşük enerji seviyesine döner(Şekil 3). Şekil 3: Atomun uyarılması Yüklü parçacıklar çekirdeklerlede reaksiyon verebilir, bu durum çekirdekten elastik saçılma olarakta bilinir. Fakat, atomun yarıçapı çekirdeğinkinden çok büyük olduğundan , atomun bir elektronu ile reaksiyonu daha olasıdır. Bu durumda büyük kütleli çekirdek, atomda değişiklik meydana getirmeksizin coulomb itmesi ile ağır yüklü parçacıkların yön değiştirmesine sebep olur. Bu Rutherford’ un deneyi ile ispat edildi. Relativistik enerjilerde yüklü parçacıklar kırılma indisi n olan bir madde içerisinden ışık hızından daha yüksek hızlarda geçebilirler. Bu durumda Cherenkov radyasyonu yayınlanır. Yani, yüklü parçacık, enerjisinin bir kısmını bu radyasyona aktarır. Cherenkov radyasyonu parçacık tanımlama sistemlerinde sıkça kullanılır. Bu radyasyon iyi tanımlanan bir açısı ile yayınlanır, bu açı aşağıdaki şekilde verilir; cos C 1 n burada c v c n Parçacığın momentumunun ve Cherenkov radyasyonun yayınlanma açısının birleştirilmiş ölçümü parçacığı tanımlamamıza yardımcı olur(Şekil 4). Şekil 4 : Cherenkov radyasyonu ile parçacık tanımlanması 1.1.1 Ağır yüklü parçacıklarda enerji kaybı: Basit bir model düşünülerek ağır yüklü bir parçacığın durdurulmasındaki önemli faktörler hakkında bir fikrimiz olabilir. Bir parçacığın tek bir elektron ile etkileşmesini düşünürsek, v hızına, M kütlesine ve ze yüküne sahip parçacık ,yükü e ve kütlesi me olan elektronun yakınından b etki parametresi olmak üzere geçsin(Şekil 5). Şekil 5: Ağır yüklü parçacığın elektron ile etkileşmesi Elektronun kazandığı enerji yüklü parçacık ile çarpışmasından aldığı momentum impulsı hesaplanarak bulunabilir. Bu sebeple impuls aşağıdaki şekilde hesaplanabilir; p I Fdt e E dt e E (dt / dx)dx (e / v) E dx (1.1) Burada elektrona elektrik alanın sadece dik bileşeni etki edecektir. Gauss yasası kullanılarak yukarıdaki dik E alan ile dx integrali hesaplanabilir. Bu ifade denklem 1.1 de yerine yazılarak impuls bulunur. ze E dA E (2b)dx E dx ze / 20b I 0 ze 2 20 bv (1.2) Elekron tarafından kazanılan enerji; E (b) p 2 z 2e4 2z 2e 4 1 2 2 2 2 2 2 2 2me 2me 4 0 b v me c (40 ) b 2 (1.3) Şekil 6: Ağır yüklü parçacığın belli bir yoğunlukta elektron ile etkileşimi Eğer elektronların yoğunluğu Ne ise dx kalınlığında b ile b+db arasındaki mesafede bulunan elektronlara kaybedilen enerjiyi hesaplarsak(Şekil 6); dE (b) E (b) N e dV p 2 N e (2b)dbdx 4z 2 e 4 N e dx db 2me me c 2 (40 ) 2 2 b (1.4) Buradan birim uzunluk başına kaybedilen toplam enerjiyi yani “Durdurma Gücünü” bulabiliriz; 4z 2 e 4 N e dE / dx (40 ) 2 me c 2 2 4z 2 e 4 N e bmax db b (40 ) 2 me c 2 2 ln bmin (1.5) N e2 elektronun yarıçapı, v c ve N e Z A elektronun 2 40 me c A yoğunluğu, denklem 1.5 yeniden düzenlenirse; burada re dE / dx 4z 2 e 4 N e (40 ) 2 me c 2 2 db 4N A me c 2 re z 2 Z bmax ln b A bmin 2 2 (1.6) elde ederiz. bmin ve bmax etki parametreleri bazı fiziksel tartışma yapılarak bulunabilir. Minimum etki parametresi kafa kafaya çarpışmadan bulunabilir. Çünkü bu durum maksimum transfer edilen enerjiye karşılık gelir. Relativiteyide göz önünde bulundurunca bu değer bmin ze 2 olur. (40 )me v 2 Maksimum etki parametresi, bmax bulmak için elektronların serbest değil, bir f frekansı ile atomun etrafında dönmesini göz önünde bulundurmalıyız. Etkileşme zamanı t b v periyot 1 f den kısa olduğunu düşünmeliyiz. Bu durumda bmax v f olur. Bu değerleri denklem 1.6 da yerine yazarsak klasik yaklaşım ile gelen ağır yüklü parçacığın birim uzunluk başına kaybettiği enerjiyi aşağıdaki şekilde bulabiliriz; 4N A me c 2 re z 2 2 dE / dx 2 2 me v 3 Z ln 40 A ze 2 f (1.7) Bethe ve Bloch doğru kuantum mekaniksel hesaplamayı yaptılar ve elde edilen formül aşağıdaki şekildedir. Klasik olarak hesaplanan enerji kaybı ifadesindeki özelliklerin çoğu kuantum mekaniksel ifadede bulunmaktadır. dE Z z2 4N a re2 me c 2 dx c A 2 1 2me 2 v 2Wmax C 2 ) ln( 2 2 2 Z I (1.8) Burada Wmax bir çarpışmada transfer edilen maksimum enerji, I ortalama iyonlaşma potansiyeli, δ ortamdaki elektronların yük yoğunluğu tarafından gelen parçacığın dik elektrik alanının nasıl perdelendiğini veren parametre, δ 2ln +ζ ve ζ ortamın malzemesine bağlı parametredir. C bağlı elektronun yörüngesel hızının gelen parçacığın hızıyla karşılaştırılabilir veya az olduğu zamanda ortaya çıkan etkiler için düzeltme parametresidir, kısaca δ ve C parametreleri Bethe-Bloch formülüne yapılan düzeltmelerdir. Denklem 1.8 deki ifadede geçen Wmax ve I aşağıdaki şekilde verilir; Wmax 2me (c ) 2 1 me / M 1 ( ) (me / M ) 2 2 2me (c ) 2 (1.9) burada M gelen parçacığın kütlesidir. I 7 12 eV Z Z Z < 13 I 9.76 58.8Z 1.19 eV Z Z > 13 Gelen parçacığın hızı, bir ortamı geçerken kaybedilen enerji kaybında önemli rol oynar. Birkaç farklı parçacık için kinetik enerjinin fonsiyonu olarak enerji kaybı, Bethe-Bloch formülünün grafiği şekil 7 de verilmiştir. Bethe-Bloch formülü ya bağlı bir ifadedir. Relativistik olmayan durumda enerji kaybı formülünde 1/2 ifadesi baskın olacaktır ve v= 0.96cdeğerinde bir minimum değere ulaşacaktır. Bu noktada parçacıklar minimum iyonizasyon yaparlar. Enerji bu noktanın ilerisine artırıldığında, 1/2 hemen hemen sabit olacaktır. Enerji kaybı ifadedeki logaritmik kısımdan dolayı tekrar artacaktır. Minimum iyonizasyon değerinin altındaki enerjilerde enerji kaybı her parçacık için farklı olacağından, enerji kaybı grafiği bu enerji aralığındaki parçacıkları ayırt etmek için kullanılır. Şekil 8 de bu amaçla deneysel olarak elde edilmiş grafik, parçacıkları tanımlamak için kullanılmıştır. Şekil 7: Kinetik enerjiye gore durdurma gücünün değişimi Şekil 8: Parçacık tanımlamada durdurma gücü- momentum grafiğinin kullanılması Parçacığın durdurma gücünü biliyor isek ortam içerisindeki beklenen menzilini aşağıdaki formülü kullanarak hesaplayabiliriz; R 0 E dx dE R dx dE dE S (E) 0 E 0 burada S ( E ) dE durdurma gücü ya da enerji kaybı dx Ağır yüklü parçacıklar madde içersinde ilerlerken yavaşlarlar, enerji kaybındaki miktar onun kinetik enerjisindeki değişikliğe bağlı olarak değişecektir. Durmasına yakın daha çok enerji kaybederek daha çok iyonizasyon meydana getirecektir. Menziline bağlı olarak enerji kaybı aşağıdaki şekilde gösterilmiştir. Bu Brag eğrisi olarak bilinir(Şekil 9). Enerjinin çoğu parçacığın yolunun sonunda ortama depolanır. En sonunda , yüklü parçacık elektron yakalar ve durdurma gücü düşer. Bu davranış radyasyonun tıptaki uygulamalarında sıkça kullanılır. Vücutta, verilen bir uzunlukta, kanser hücresini diğer hücrelere zarar vermeden parçalamak için ağır yüklü parçacıklar kullanılır. () Şekil 9: Helyum ve Neon iyonlarının birim uzunluk başına enerji kaybının su içerisindeki yollarına göre değişimi 1.2 HAFİF YÜKLÜ PARÇACIKLAR Elektronların ve pozitronların madde içerisindeki etkileşmeleri hemen hemen aynıdır.Beta parçacıklarının madde ile etkileşmesi ağır yüklü parçacıklarda olduğu gibi iyonlaşma ve uyarılmanın yanı sıra ortamdaki çekirdeğin elektrik alanından kaynaklıdır. Elektron ve pozitron gibi hafif yüklü parçacıklar aynı enerjili ağır yüklü parçacıklarla karşılaştırıldıklarında kütleleri küçük olduğundan hızları yüksek olacaktır. Hızları yani enerjileri yüksek olan beta parçacıkları bir çekirdek alanından geçtiği zaman, radyasyon yolu ile bir enerji kaybına uğrar. Bu enerji Bremsstrahlung yada frenleme radyasyonu denilen sürekli X ışını spektrumu şeklinde görülür. Bu radyasyon elektronun ivmelenmesinden dolayı oratya çıkar , çekirdeğin elektriksel çekimi yüzünden izlediği düz yolda sapma meydana getirir. Enerjisi bir kaç MeV veya daha düşük ise bu radyasyona enerji kaybı düşük olacaktır. Bu nedenle, beta parçacıkları enerjilerinin büyük bir kısmını ortamın yörünge elektronları ile çarpışmaya yada Moller ve Bhabha şaçılmasına kaybedecektir.Moller şacılması elektronun ortamdaki atomun elektronları ile esnek olmayan şaçılması, Bhabha şaçılması ise pozitronların atomun elektronları ile esnek olamayan saçılmasıdır. Bunun sonucunda parçacığın izlediği yörünge zikzaklı olacaktır. Yani beta parçacıklaının yolları ağır yüklü parçacıkların yolları gibi düz olmayacaktır. Bu nedenle betalarin yollari daha uzun olacaktır(Şekil 10). Şekil 10: Alfa ve Beta parçacıklarının menzilleri Fakat, betaların enerjisi artırılırsa, radyasyona enerji kaybı aniden yükselecektir. Bu şekilde parçacığın enerji kaybı çarpışma-iyonizasyona enerji kaybından büyük veya yakın olacaktır. Frenleme radyasyonuna enerji kaybının çarpışmayla enerji kaybına eşit olduğundaki parçacığın enerjisine kritik enerji denir. Kritik enerjinin üzerinde radyasyona enerji kaybı baskın olacaktır. Düşük enerjilerde elektronlar atom çekirdekleri tarafından geriye saçılabilirler. Bu geriye saçılan elektronlar ortama tüm enerjilerini depolamazlar fakat gelen elektronun enerjisini ölçmek için dizayn edilen dedektör sistemlerinin çalışmasını etkileyebilirler. Şekil: Elektronun madde içerisindeki enerji kaybı 1.2.1 Hafif yüklü parçacıklarda enerji kaybı: Elektron ve pozitronların madde içerisinden geçerken toplam enerji kayıpları radyasyona ve çarpısmaya olamak üzere iki kısımdan meydana gelir; dE dE dE dx Toplam dx Rad dx Çar Yüksek enerjili elektronlar için radyasyona enerji kaybının çarpışmaya enerji kaybına oranı; dE EZ dx Rad şeklinde verilir. 1200me c 2 dE dx Çar Beta parçacıklarının kurşun içerisinden geçerken mümkün olabilecek enerji kayıpları enerjilerine bağlı olarak şekil 12 de verilmiştir. Şekil 12 : Elektron ve pozitronun kurşun içerisinden geçerken enerji kaybının enerjilerine göre değişimi 1.2.1.1 Çarpışmaya enerji kaybı: Elektron ve pozitronların çarpışma ( iyonlaşma ve uyarılma) sebebi ile enerji kaybı biraz karışık olacaktır. Çünkü her iki parçacığın spini ½, küçük kütleli ve benzer parçacıklar. Beta parçacıkları için çarpışmaya enerji kaybı formülü ağır yüklü parçacıklar için elde edilen formüle benzerdir. Yalnız Bethe-Bloch bu formülde beta parçacıklarının kütlelerinin küçük olması ve etkileşen parçacıklarn benzer olması sebebi ile iki değişiklik yapmıştır. Bu kabüller formülde bazı terimlerde değişiklik meydana getirmiştir. Bu yeni düzenleme ile Bethe-Bloch formülü aşağıdaki şekilde verilir dE Z 1 2 ( 2) C 2 2 2N a re me c ln( ) F ( ) 2 dx c A 2 2( I 2 / me c 2 ) Z burada , mec2 biriminde gelen parçacığın kinetik enerjisidir. 2 F ( ) e 2 / 8 (2 1) ln 2 1 1 (2 1) ln 2 1 1 2 2 8 ( 1) 2 2 F ( ) e 2 ln 2 2 14 10 4 2 23 2 ln 2 12 ( 2) ( 2) 2 ( 2) 3 12 14 10 4 23 2 ( 1) ( 1) ( 1) 3 Çok yüksek enerjilerde F ( ) terimi sabittir. 1.2.1.2 Radyasyona enerji kaybı: Klasikte yaklaşımda biliyoruz ki yüklü bir parçacık ivmelenir ise enerji yayınlanır. Yüksek enerjili elektron veya pozitron, çekirdek alanından geçereken bremsstarhlung radyasyonu yayınlanır(Şekil 13). Bir kaç yüz GeV altındaki enerjilerde, sadece elektronlar ve pozitronlar radyasyona enerji kaybederler. Radyasyona enerji kaybı soğurucu maddenin atom numarasının karesi elektronun enerjisi ile lineer olarak değişir. Radyasyonun yayınlanma olasılığı parçacığın kütlesinin karesi ile ters orantılıdır. E dE dx rad X 0 burada X 0 170 A Z2 ( gr cm 2 ) ortamın radyasyon uzunluğudur. Radyasyon uzunluğu, bir elektronun enerjisinin %63.2 ni Bremsstrahlunga kaybettiğindeki mesafesidir. Z ortamın atom numarası ve A kütle numarasıdır. Şekil 13: Bremsstrahlung radyasyonu Beta parçacıkları elektronların yarattığı elektrik alandan belli bir hızda geçerkende elektron-elektron Bremsstrahlung radyasyonu yayınlanır. 2. YÜKSÜZ PARÇACIKLAR Foton, nötron ve nötrino gibi yüksüz parçacıklar madde ile farklı şekilde etkileşirler. Bu nedenle her birinin madde ile etkileşimi ayrı ayrı incelenecektir. 2.1 FOTONLAR: Elektromanyetik radyasyon olarak X ışınları , gama ışınları ve Bremsstrahlung radyasyonları düşünülür. Fotonların (X ve Gama ışınlar) elektriksel yükleri olmadığı için yüklü parçacıklarda olduğu gibi Coulomb kuvvetine maruz kalmazlar. Bu durumda madde içerisindeki atomları iyonlaştırmadığını düşünmek yanlış olacaktır. Gerçekte, fotonlar elektromanyetik kuvvet taşıyıcılarıdır ve madde ile iyonlaşmayla ve ortama enerji depolamayla etkileşme yaparlar. Kısaca, fotonların (x-ışınları, gama ışınları) madde içerisindeki davranışları yüklü parçacıklarınkinden oldukça farklıdır. Özellikle gama ışınları atomun elektronları ile etkileşmelerinde enerjisinin büyük bir kısmını hatta tamamını bir tek olayda kaybedebilir. Gama ışınlarının yüklü parçacıklarınki gibi menzilleri yoktur. X- ve gama ışınları madde içerisinden geçerken çoğunlukla aşağıdaki etkileşmeleri yaparlar(Şekil 14); Fotoelektrik olay Compton şaçılması ( Thomson ve Rayleigh Şaçılmasını içeriyor) Çift oluşum Şekil 14: Fotonların enerjilerine bağlı olarak farklı maddeler ile etkileşimi Bu etkileşmeler fotonların iki önemli özeliklerini açıklar. Bunlardan birincisi fotonların madde içerisinde yüklü parçacıklarla karşılaştırıldığında daha uzun mesafelere penetrasyonu, ikincisi ise belli bir kalınlıktaki malzemeyi geçince fotonların enerjilerinde bir azalma meydana gelmemesi, sadece şiddetinde azalmanın olmasıdır(Şekil 15). Şekil : Fotonların şiddetinde soğurucu madde kalınlığına bağlı olarak değişme Fotonların şiddetlerindeki bu azalma kalınlığın fonksiyonu olarak ekponansiyel olacaktır. I ( x) I 0 exp( x) burada I 0 gelen fotonların şiddeti, x soğurucunun kalınlığı ve lineer soğurma katsayısı olup içerisinden geçtiği maddeye ve radyasyon enerjisine bağlıdır, etkileşmenin toplam tesir kesitini yansıtır. Fotonun karbon ve kurşun içinde etkileşme tesir kesitine katkılar fotoelektrik olay(p.e), rayleigh şaçılması (Rayleigh), Compton saçılması (Compton), fotonükleer soğurma(g.d.r), Çekirdekten alanında çift oluşum(Knuc) ve elektron alanında çift oluşum(Ke) dan gelecektir(Şekil: 16). Herhangi bir ortamdaki fotonların soğurulmasına katkı sağlayan proseslerden aşağıda bahsedilecektir Şekil 16: Kurşun ve karbonda enerjinin fonksiyonu olarak toplam foton tesir kesitleri 2.1.1 Fotoelektrik olay: Düşük enerjili bir fotonun soğurucu ortamdaki bağlı elektron tarafından soğurularak Ke kinetik enerjisine sahip bir elektronun yayınlanmasıdır. Atomun iç tabakalarından elektron yayınlanırsa, dış tabakalardaki elektronlardan biri bu daha düşük boş seviyeyi doldurur ve bunun sonucunda elektronla birlikte X-ışınıda yayınlanır(Şekil 17). Şekil 17: Fotoelektrik olay Bir atomik elektronun serbest hale gelebilmesi için gerekli enerji IB ve gelen fotonun enerjisi hν ise enerji korunumundan, fotoelektrik olayda aşağıdaki şekilde verilen Einstein bağıntısı geçerli olacaktır; E hv I B K e Fotoelektrik olay, X-ışını enerji aralığında(keV) büyük tesir kesitine sahiptir. Bu tesir kesiti yaklaşık olarak aşağıdaki şekilde tanımlanır; Z5 hv Z5 hv 7 2 E me c 2 için E me c 2 için Bu etkileşme mekanizması yüksek atom numaralı atomlar için oldukça önemlidir ve 1 MeV lik foton enerjilerinde önemini kaybetmektedir. 2.1.2 Compton Saçılması Fotonun madde ile etkileşmesinde en iyi anlaşılan mekanizmalardan birisi Compton saçılmasıdır. Bu olay fotonun serbest bir elektronda esnek saçılmasıdır. Tabiki elektronlar madde içinde bağlı durumdadır. Fakat, eğer fotonun enerjisi elektronun bağlanma enerjisinden yüksek ise, bağlanma enerjisi göz ardı edilip elektronun serbest olduğu düşünülür. Gelen foton atomik bağlanma enerjisinin önemli olduğu enerjiye (100 keV altı) sahipse bu olay gerçekleşemez. Şekil 18: Compton Şaçılması Serbest bir elektron üzerine hv enererjili , hv momentumlu foton düştüğünde, foton c açısı altında daha düşük frekanta saçılmakta ve p momentumuna sahip elektron φ açısında ortamdan yayınlanmakradır(Şekil 18). Fotonun saçılma açısı fotondan elektrona aktarılan enerji miktarına bağlıdır.Compton olayına enerji ve momentum korunumu kanunlarını uygulayarak, saçılan foton ve yayınlanan elektronun enerjileri için aşağıdaki bağıntıları elde ederiz; hv hv burada hv / me c 2 1 (1 cos ) K e hv hv hv (1 cos ) 1 (1 cos ) Compton saçılması tesir kesiti yaklaşık olarak Z ile verilir. Foton enerjisinin 0.1 ile hv 10 MeV olduğu aralıkta ortamda enerji depolanmasında Compton saçılmasi baskın olur. Thomson ve Rayleigh Saçılması: Fotonun serbest bir elektron tarafından esnek saçılmasıdır. Düşük enerjilerde, Thomson saçılmasının tesir kesiti ortamın atom numarası ile lineer değişmektedir. Küçük momentum transferlerinde, atom içindeki tüm elektronlardan şaçılan X-ışınlarının genlikleri cohorent olarak toplanır. Bu şekildeki saçılmaya Rayleigh şaçılması denir ve tesir kesiti Z2 ile orantılıdır. Her iki saçılmada ortama enerji transferi olmayacaktır. Atomlar ne uyarılır nede iyonize olur, sadece atomların yönü değişir. Relativistik enerjilerde, Thomson ve Rayleigh saçılmaları çok küçüktür. 2.1.3 Çift Oluşum: Foton yeterli enerjiye sahip olduğunda, madde tarafından soğurulur ve zıt elektrik yüklü parçacıklar meydana getirir. Kısaca, çift oluşum fotonun elektron-pozitron çiftine dönüşmesidir. Bu olay, momentum korunumunu sağlamak için üçüncü bir cismin varlığında meydana gelir. Pozitronun kütlesi elektronun kütlesine eşit olduğundan, elektron-pozitron çift oluşumu için eşik enerjisi hv 2me c 2 1.02 MeV olacaktır(Şekil 19). Şekil 19: Çift oluşum Çift oluşum tesir kesiti Z2 ile değişir, burada Z ortamın atom numarasıdır. Çift oluşum eşikten hızlıca yükselir ve foton enerjilerinin 10 MeV den büyük olduğu durumlarda enerji kaybı mekanizmalarında baskın olur. Çok yüksek enerjilerde (>100 MeV), elektron-pozitron çifti tesir kesiti azalır ve ortamın radyasyon uzunluğuna eşit olan sabit soğurma katsayısı ile ifade edilir. Bu oluşan pozitronlar madde içerisinde ilerlerken elektronlar gibi iyonlaşmaya ve radyasyona enerji kaybederler. Pozitron kinetik enerjisinin çoğunu kaybettikten sonra bir elektron yakalayarak pozitronyum diye adlandırılan hidrojen benzeri bir atom meydana getirir. Hidrojen atomunun aksine pozitronyum atomu kararsızdır ve 10-10 sn yarı-ömre sahiptir. Dolaysıyle, pozitronyum atomu bozunarak (anhilasyon) iki foton meydana getirir. Bu yok olma işlemi zıt yönlü eşit enerjili iki foton meydana getirir. Fotonların herbiri enerji-momentum korunumunu sağlamak için 0.511 MeV lik enerjiye sahip olmalıdır. Şekil: Deneysel elektron-pozitron çifti oluşumu Elektron-Foton sağanağı: Elektronlar tarafından Bremsstrahlung yayınlanması ve yüksek enerjili çift oluşumun fotonları ile birleştirilmiş etkisinin en iyi sonuçlarında biri elektron-foton sağanağının oluşumudur.Yüksek enerjili bir foton madde içerisinde daha sonra enerjik bremstrahlung foton yayınlayan elektron-pozitron çiftine dönüştürülür. Bremstrahlung foton daha sonra tekrar elektron-pozitron çiftine dönüştürülür ve böyle devam eder.Sonuçta foton, elektron-pozitron sağanağı meydana gelir. Bu olay elektron-pozitron çiftinin enerjisi kritik enerjinin altına düşene kadar devam eder. Bu durumda enerjilerini atomik çarpışmaya kaybederler(Şekil 21). Şekil 21: Elektron-foton Sağanağı Özetle, gama ışınlarının madde ile etkileşmesine fotoelektrik olay, Compton saçılması ve çift oluşum katkı sağlar. Bu nedenle, toplam lineer soğurma katsayısı bu proseslerin soğurma katsayılarının ayrı ayrı toplamıdır(Şekil 22). Şekil 22: Toplam lineer soğurma katsayısının gelen foton enerjisi ile değişimi Eğer gama ışını bir bileşikten geçiyor ise, soğurma katsayısı; c wi i ile verilir. Burada wi bileşikteki i. elementin ağırlık kesri, i i. elementin toplam soğurma katsayısıdır. 2.2 NÖTRONLAR Nötronlar yüksüz parçacıklar olduklarından çekirdek ile nükleer kuvvetler ile etkileşirler.Çekirdeğe yaklaşlaştıklarında yüklü parçacıklarda olduğu gibi Coulomb engelini yenmek zorunda değildirler. Çekirdek ile etkileşebilmeleri için çekirdeğe en az 10-13 cm kadar yaklaşmalılardır. Nötronlar düşük enerjilerde oldukça yüksek verimlilikle dedekte edilirler. Nötronları dedekte etmek için yüklü parçacıklar üretilmek zorundadır. Bu sebeple, nötronları bir çok protonu olan malzeme ile yavaşlatmak faydalı olacaktır. Çünkü enerjinin büyük bir kısmı çarpışma ile benzer kütleli parçacığa aktarılır. Nötronların enerjilerine göre sınıflandırılması: ● E>100 MeV : Yüksek enerjili nötronlar ● 10-20 MeV > E >100-200 keV : Hızlı nötronlar ● 100 keV >E >0.1 eV: Epitermal nötronlar ● E ~ kT~1/40 eV: Termal/Yavaş nötronlar ● E~meV~ eV: Soğuk ve ultrasoğuk nötronlar Nötronlar enerjilerine bağlı olarak bir çok etkileşmeye meydana getirirler. 1. Elastik saçılma: MeV mertebesinde enerjiye sahip nötronların temel enerji kaybetme mekanizmasıdır. İki çarpışan parçacığın toplam kinetic korunur. A(n,n)A şeklindeki reaksiyonlardır. Nötron bir atom çekirdeğine çarparve kinetic enerjisinin bir kısmını ona aktardıktan sonra kendi geliş doğrultusundan farklı bir doğrultuda saparak çekirdekten uzaklaşır. Burada çekirdeğin yapısı değişiklik olmaz(Şekil 23). Etkileşen çekirdek gelen Nötron, Eo Çekirdek Nötron, E’ Şekil 23 : Nötronun bir çekirdekten elastik şaçılması 2. İnelastik saçılma: A(n,n')A*, A(n,2n')B* gibi reaksiyonlardır. Bu çeşit reaksiyonlarda, çekirdek uyarılmış durumda bırakılır ve bu çekirdek daha sonra gama veya radyasyonun diğer çeşit formları ile bozunur. Nötronun çekirdeği uyarması için yeterince enerjiye(1 MeV veya fazla) sahip olması gerekir. Bu eşik enerjisinin altında, sadece elastic saçılma olur(Şekil 24). -ray gelen Nötro nnn Çekirdek Yayınlanan nötron Şekil 24: Nötronun inelastic saçılması 3. Nötron yakalanması: n ( Z , A) ( Z , A 1) şeklindeki reaksiyonlardır. Nötron yakalanması için tesir kesiti 1 ile değişir. v nötronun hızıdır. Bu v sebeple düşük enerjilerde nötron yakalanma olasılığı yükselir. -ray Yavaş Nötro nn Çekirdek Na23 Na24 4. Nükleer reaksiyonlar: eV ile keV civarında enerjiye sahip nötronların çekirdek tarafından yakalanıp yüklü parçacığın yayınlanmasıdır. (n, p), (n, d ), (n, ), (n, t ), (n, p) şeklindeki reaksiyonlardır. 5. Fisyon:Termal enerjilerde nötronların çekirdek ile etkileşmesi sonucu çekirdeğin parçalanmasıdır. Bu parçalanma sonucunda iki ürün çekirdeğin yanı sıra daha bir çok element meydana gelmektedir(Şekil 25). Şekil 25: Fisyon olayı 6. Yüksek enerji hadron sağanağının üretilmesi: Enerjisi 100 MeV veya daha fazla olan nötronların bir çekirdek içinde tutulmaları çeşitli tipte parçacıklardan oluşan bir sağanağa sebep olabilirler. Nötronların madde ile etkileşmes i için toplam olasılık bu ayrı ayrı etkileşmelerin tesir kesitlerinin toplamıdır. 2.3 NÖTRİNOLAR Zayıf etkileşme bozunumu ile νe, ν, ν gibi üç çeşit nötrino üretilir. Madde ile çeşidinden bağımsız, zayıf etkileşirler. Bu sebeple çoğu madde içinde çok az etkileşerek ilerler.Ölçülen tesir kesitleri 10-43 cm2 dir. Nötrinolar güneşte çok fazla üretilirler, bu sebeple deneysel olarak nötrinoları çalışmak mümkün olabilir. Nötrinolarda yüksüz oldukları için dedekte edilebilmeleri için yüklü parçacıkların üretilmesi gereklidir. Aşağıdaki reaksiyonlar kullanılarak nötrinoların dedeksiyonu yapılabilir. p ve n e n ve p e KAYNAKLAR: 1. A. Rachel''Essential Nuclear Medicine Physics'' 2. W.R. Leo ''Techniques for Nuclear and Particle Physics Experiments'' 3. G.F. Knoll ''Radiation Detection and Measurement'' 4. Das&Ferbel ''Introduction to Nuclear and Particle Physics'' 5. Micheal F.L’Annunziata ''Handbook of Radioactiviy Analysis 2nd Ed''