Источники гамма излучения

Что такое ионизирующее излучение?

Ионизирующее излучение — это вид энергии, высвобождаемой атомами в форме электромагнитных волн (гамма- или рентгеновское излучение) или частиц (нейтроны, бета или альфа). Спонтанный распад атомов называется радиоактивностью, а избыток возникающей при этом энергии является формой ионизирующего излучения. Нестабильные элементы, образующиеся при распаде и испускающие ионизирующее излучение, называются радионуклидами.

Все радионуклиды уникальным образом идентифицируются по виду испускаемого ими излучения, энергии излучения и периоду полураспада.

Активность, используемая в качестве показателя количества присутствующего радионуклида, выражается в единицах, называемых беккерелями (Бк): один беккерель — это один акт распада в секунду. Период полураспада — это время, необходимое для того, чтобы активность радионуклида в результате распада уменьшилась наполовину от его первоначальной величины. Период полураспада радиоактивного элемента — это время, в течение которого происходит распад половины его атомов. Оно может находиться в диапазоне от долей секунды до миллионов лет (например, период полураспада йода-131 составляет 8 дней, а период полураспада углерода-14 — 5730 лет).

Источники излучения

Люди каждый день подвергаются воздействию естественного и искусственного излучения. Естественное излучение происходит из многочисленных источников, включая более 60 естественным образом возникающих радиоактивных веществ в почве, воде и воздухе. Радон, естественным образом возникающий газ, образуется из горных пород, почвы и является главным источником естественного излучения. Ежедневно люди вдыхают и поглощают радионуклиды из воздуха, пищи и воды.

Люди подвергаются также воздействию естественного излучения из космических лучей, особенно на большой высоте. В среднем 80% ежегодной дозы, которую человек получает от фонового излучения, это естественно возникающие наземные и космические источники излучения. Уровни такого излучения варьируются в разных реогрфических зонах, и в некоторых районах уровень может быть в 200 раз выше, чем глобальная средняя величина.

На человека воздействует также излучение из искусственных источников — от производства ядерной энергии до медицинского использования радиационной диагностики или лечения. Сегодня самыми распространенными искусственными источниками ионизирующего излучения являются медицинские аппараты, как рентгеновские аппараты, и другие медицинские устройства.

Воздействие ионизирующего излучения

Воздействие излучения может быть внутренним или внешним и может происходить различными путями.

Внутренне воздействие ионизирующего излучения происходит, когда радионуклиды вдыхаются, поглощаются или иным образом попадают в кровообращение (например, в результате инъекции, ранения). Внутреннее воздействие прекращается, когда радионуклид выводится из организма либо самопроизвольно (с экскрементами), либо в результате лечения.

Внешнее радиоактивное заражение может возникнуть, когда радиоактивный материал в воздухе (пыль, жидкость, аэрозоли) оседает на кожу или одежду. Такой радиоактивный материал часто можно удалить с тела простым мытьем.

Воздействие ионизирующего излучения может также произойти в результате внешнего излучения из соответствующего внешнего источника (например, такое как воздействие радиации, излучаемой медицинским рентгеновским оборудованием). Внешнее облучение прекращается в том случае, когда источник излучения закрыт, или когда человек выходит за пределы поля излучения.
Люди могут подвергаться воздействию ионизирующего излучения в различных обстоятельствах: дома или в общественных местах (облучение в общественных местах), на своих рабочих местах (облучение на рабочем месте) или в медицинских учреждениях (пациенты, лица, осуществляющие уход, и добровольцы).

Воздействие ионизирующего излучения можно классифицировать по трем случаям воздействия.

Первый случай — это запланированное воздействие, которое обусловлено преднамеренным использованием и работой источников излучения в конкретных целях, например, в случае медицинского использования излучения для диагностики или лечения пациентов, или использование излучения в промышленности или в целях научных исследований.

Второй случай — это существующие источники воздействия, когда воздействие излучения уже существует и в случае которого необходимо принять соответствующие меры контроля, например, воздействие радона в жилых домах или на рабочих местах или воздействие фонового естественного излучения в условиях окружающей среды.

Последний случай — это воздействие в чрезвычайных ситуациях, обусловленных неожиданными событиями, предполагающими принятие оперативных мер, например, в случае ядерных происшествий или злоумышленных действий.
На медицинское использование излучения приходится 98% всей дозы облучения из всех искусственных источников; оно составляет 20% от общего воздействия на население. Ежегодно в мире проводится 3 600 миллионов радиологических обследований в целях диагностики, 37 миллионов процедур с использованием ядерных материалов и 7,5 миллиона процедур радиотерапии в лечебных целях.

Последствия ионизирующего излучения для здоровья

Радиационное повреждение тканей и/или органов зависит от полученной дозы облучения или поглощенной дозы, которая выражается в грэях (Гр).
Эффективная доза используется для измерения ионизирующего излучения с точки зрения его потенциала причинить вред. Зиверт (Зв) — единица эффективной дозы, в которой учитывается вид излучения и чувствительность ткани и органов. Она дает возможность измерить ионизирующее излучение с точки зрения потенциала нанесения вреда. Зв учитывает вид радиации и чувствительность органов и тканей.

Зв является очень большой единицей, поэтому более практично использовать меньшие единицы, такие как миллизиверт (мЗв) или микрозиверт (мкЗв). В одном мЗв содержится тысяча мкЗв, а тысяча мЗв составляют один Зв. Помимо количества радиации (дозы), часто полезно показать скорость выделения этой дозы, например мкЗв/час или мЗв/год.

Выше определенных пороговых значений облучение может нарушить функционирование тканей и/или органов и может вызвать острые реакции, такие как покраснение кожи, выпадение волос, радиационные ожоги или острый лучевой синдром. Эти реакции являются более сильными при более высоких дозах и более высокой мощности дозы. Например, пороговая доза острого лучевого синдрома составляет приблизительно 1 Зв (1000 мЗв).

Если доза является низкой и/или воздействует длительный период времени (низкая мощность дозы), обусловленный этим риск существенно снижается, поскольку в этом случае увеличивается вероятность восстановления поврежденных тканей. Тем не менее риск долгосрочных последствий, таких как рак, который может проявиться через годы и даже десятилетия, существует. Воздействия этого типа проявляются не всегда, однако их вероятность пропорциональна дозе облучения. Этот риск выше в случае детей и подростков, так как они намного более чувствительны к воздействию радиации, чем взрослые.

Эпидемиологические исследования в группах населения, подвергшихся облучению, например людей, выживших после взрыва атомной бомбы, или пациентов радиотерапии, показали значительное увеличение вероятности рака при дозах выше 100 мЗв. В ряде случаев более поздние эпидемиологические исследования на людях, которые подвергались воздействию в детском возрасте в медицинских целях (КТ в детском возрасте), позволяют сделать вывод о том, что вероятность рака может повышаться даже при более низких дозах (в диапазоне 50-100 мЗв).

Дородовое воздействие ионизирующего излучения может вызвать повреждение мозга плода при сильной дозе, превышающей 100 мЗв между 8 и 15 неделей беременности и 200 мЗв между 16 и 25 неделей беременности. Исследования на людях показали, что до 8 недели или после 25 недели беременности связанный с облучением риск для развития мозга плода отсутствует. Эпидемиологические исследования свидетельствуют о том, что риск развития рака у плода после воздействия облучения аналогичен риску после воздействия облучения в раннем детском возрасте.

Защита от радиации , также известная как радиационная защита , определяются Международное агентство по атомной энергии (МАГАТЭ) , как «защита людей от вредного воздействия воздействия ионизирующего излучения , а также средства для достижения этой цели». МАГАТЭ также говорится , что «Принятая понимание защиты термин излучения ограничивается защитой людей. Предлагалось расширить определение , чтобы включить защиту нечеловеческого вида или защиты окружающей среды являются спорными». Выдержка может быть от источника излучения внешнего по отношению к человеческому телу или из — за телесный прием радиоактивного материала.

Ионизирующее излучение широко используется в промышленности и медицине, и может представлять значительную опасность для здоровья, вызывая микроскопические повреждения живой ткани. Это может привести к ожогам кожи и лучевой болезни при высоких экспозициях, известных как «ткань» или «детерминированные» эффекты (условно обозначенных серого цветом ), и статистически повышенный риск рака при низких экспозициях, известных как » стохастические эффекты» (обычно измеряются по зиверт ).

Основа для радиационной защиты является снижение ожидаемой дозы и измерение поглощения дозы. Для радиационной защиты и дозиметрического оценке, Международный комитет по радиационной защите (МКРЗ) и Международной комиссии по радиационным единицам и измерениям (МКРЕ) публикует рекомендации и данные , которые используются для расчета биологических эффектов на организм человека определенных уровней радиации, и , таким образом , советуют допустимые пределы поглощения дозы. Поддерживая эти профилактические методы снижения дозы , такие как радиационная защита, планирование экспозиции и избежание приема радиоактивных веществ. Приборы радиационной защиты используются для обозначения радиационной опасности, а также личные дозиметры и методы биопроб используются для измерения индивидуальной дозы поглощения.

Деятельность ВОЗ

ВОЗ разработала радиационную программу защиты пациентов, работников и общественности от опасности воздействия радиации на здоровье в планируемых, существующих и чрезвычайных случаях воздействия. Эта программа, которая сосредоточена на аспектах общественного здравоохранения, охватывает деятельность, связанную с оценкой риска облучения, его устранением и информированием о нем.

В соответствии с основной функцией, касающейся «установления норм и стандартов, содействия в их соблюдении и соответствующего контроля» ВОЗ сотрудничает с 7 другими международными организациями в целях пересмотра и обновления международных стандартов базовой безопасности, связанной с радиацией (СББ). ВОЗ приняла новые международные СББ в 2012 году и в настоящее время проводит работу по оказанию поддержки в осуществлении СББ в своих государствах-членах.

4.Воздействие радиации на ткани живого организма

В органах и тканях биологических объектов как и в любой среде при облучении в результате поглощения энергии идут процессы ионизации и возбуждения атомов. Эти процессы лежат в основе биологического действия излучений. Его мерой служит количество поглощенной в организме энергии.
В реакции организма на облучение можно выделить четыре фазы. Длительность первых трех быстрых фаз не превышает единиц микросекунд, в течение которых происходят различные молекулярные изменения. В четвертой медленной фазе эти изменения переходят в функциональные и структурные нарушения в клетках, органах и организме в целом.
Первая, физическая фаза ионизации и возбуждения атомов длится 10-13 сек. Вo второй, химико-физической фазе, протекающей 10-10 сек образуются высокоактивные в химическом отношении радикалы, которые, взаимодействуя с различными соединениями, дают начало вторичным радикалам, имеющим значительно большие по сравнению с первичными сроки жизни. В третьей, химической фазе, длящейся 10-б сек, образовавшиеся радикалы, вступают в реакции с органическими молекулами клеток, что приводит к изменению биологических свойств молекул.
Описанные процессы первых трех фаз являются первичными и определяют дальнейшее развитие лучевого поражения. В следующей за ними четвертой, биологической фазе химические изменения молекул преобразуются в клеточные изменения. Наиболее чувствительным к облучению является ядро клетки, а наибольшие последствия вызывает повреждение ДНК, содержащей наследственную информацию. В результате облучения в зависимости от величины поглощенной дозы клетка гибнет или становится неполноценной в функциональном отношении. Время протекания четвертой фазы очень различно и в зависимости от условий может растянуться на годы или даже на всю жизнь.
Различные виды излучений характеризуются различной биологической эффективностью, что связано с отличиями в их проникающей способности (рисунок 3) и характером передачи энергии органам и тканям живого объекта, состоящего в основном из легких элементов (таблица 9).

Рис. 3. Схематическое изображение проникающей способности различных излучений.

Таблица 9.

Химический состав мягкой ткани и костей в организме человека

Элемент Заряд, Z Процентное отношение по;весу
Мягкая ткань кости
Водород 1 10.2 6.4
Углерод 6 12.3 27.8
Азот 7 3.5 2.7
Кислород 8 72.9 41.0
Натрий 11 0.08
Магний 12 0.02 0.2
Фосфор 15 0.2 7.0
Сера 16 0.5 0.2
Калий 19 0.3
Кальций 20 0.007 14.7

Альфа-излучение имеет малую длину пробега частиц и характеризуется слабой проникающей способностью. Оно не может проникнуть сквозь кожные покровы. Пробег альфа-частиц с энергией 4 Мэв в воздухе составляет 2.5 см, а в биологической ткани лишь 31 мкм. Альфа-излучающие нуклиды представляют большую опасность при поступлении внутрь организма через органы дыхания и пищеварения, открытые раны и ожоговые поверхности.
Бета-излучение обладает большей проникающей способностью. Пробег бета-частиц в воздухе может достигать нескольких метров, а в биологической ткани нескольких сантиметров. Так пробег электронов с энергией 4 Мэв в воздухе составляет 17.8 м, а в биологической ткани 2.6 см.
Гамма-излучение имеет еще более высокую проникающую способность. Под его действием происходит облучение всего организма.
Биологический эффект от действия тепловых нейтронов в основном обусловлен процессами
Н(n,)2H и l4N(n,p)l4C
Сечения этих реакций составляют соответственно 0.33 и 1.76 барн. Основной эффект воздействия на биологическую ткань происходит под действием протонов, образующихся в реакции (n,р) и теряющих всю свою энергию в месте рождения.
Для медленных нейтронов сечения захвата нейтронов малы. Большая часть энергии расходуется на возбуждение и расщепление молекул ткани.
Для быстрых нейтронов до 90% энергии в ткани теряется при упругом взаимодействии. При этом решающее значение имеет рассеяние нейтронов на протонах. Дальнейшее выделение энергии происходит в результате ионизации среды протонами отдачи.

Источники гамма-излучения

При создании этого раздела в основном были использованы материалы монографий и обзора .

  • Изотопные источники гамма-квантов
  • Гамма-кванты из ядерных реакций
  • Тормозное излучение от электронных ускорителей
  • Аннигиляция на лету быстрых позитронов
  • Меченые фотоны
  • Комптон-эффект на покоящемся электроне
  • Обратное комптоновское рассеяние лазерных фотонов на электронах
  • Квазимонохроматическое излучение фотонов из ориентированных монокристаллов

Изотопные источники гамма-квантов


Рис. 1. Упрощенные схемы распада 60Co и 22Na. Показаны только наиболее интенсивные переходы.

Обычно в качестве радиоактивных источников гамма-квантов используются бета-активные изотопы. На рис. 1 в качестве примера показаны схемы распада 60Co и 22Na. Ядро 60Co в основном распадается на возбужденное состояние 4+ дочернего ядра 60Ni посредством разрешенного гамов-теллеровского перехода. Это возбужденное состояние переходит в основное посредством каскада E2-переходов с энергиями гамма-квантов 1173 и 1333 кэВ. Ядро 22Na испытывает β+-распад. Также, как и в случае 60Co, распад происходит в основном на возбужденное состояние дочернего ядра. 22Na является источником γ-квантов с энергией 1275 и 511 кэВ. Последние образуются в результате аннигиляции позитронов.
Кроме бета-активных изотопов в качестве источников гамма-квантов используются также изомеры, например 119mSn. Период полураспада измерного состояния 119mSn T1/2 = 293.1 дня, энергия 23.9 кэВ. Кроме гамма-линии от распада изомерного состояния 119mSn является источником рентгеновских квантов с энергиями 25.2 и 28.6 кэВ, которые сопровождают процесс внутренней конверсии, конкурирующим с гамма-переходом.
Собственные ширины γ-линий на много порядков меньше энергий γ-квантов, поэтому радиоактивные источники можно считать монохроматическими. Интенсивность радиоактивных источников может быть доведена до 1014 фотонов в секунду.
В табл. 1 показаны бета-активные изотопы, которые используются в образцовых спектрометрических источниках (ОСГИ), применяемых в качестве рабочих эталонов для поверки и градуировки средств измерений фотонного излучения.

Таблица 1. Изотопы образцовых спектрометрических источников гамма-квантов

Гамма-кванты из ядерных реакций

Монохроматические γ-кванты более высокой энергии можно получить, используя ядерные реакции, которые приводят к сильному возбуждению конечного ядра. Если ядро сильно возбуждено, то вероятность его распада Г определяется соотношением

Г = Гx + Гγ,

где Гx — вероятность испускания ядром нуклонов и более сложных частиц, а Гγ — вероятность излучения γ-кванта.
Если энергия возбуждения ядра меньше энергии связи нуклона, то Гx = 0 и Г = Гγ. Вероятность излучения γ-кванта Гγ также велика при возбуждениях ядер, вызванных захватом медленных нейтронов. В этом случае Г= Гn + Гγ, где Гn — вероятность обратного испускания нейтрона, причем для многих ядер Гγ > Гn. Испускание γ-квантов при захвате медленных нейтронов называется радиационным захватом или реакцией (n,γ).
При радиационном захвате медленных нейтронов обычно образуются γ-кванты с энергиями от 4 до 11 МэВ (энергии связи нейтронов в различных ядрах). Энергетический спектр γ-квантов такого источника содержит одну или несколько линий.
Создание достаточно интенсивных источников γ-квантов путем радиационного захвата нейтронов предполагает использование мощных ядерных реакторов. Современные ядерные реакторы позволяют получать интенсивности γ-квантов радиационного захвата до 108 квант/с.
Неизбежным недостатком γ-источников такого типа является большой нейтронный фон.
Если энергия возбуждения ядра значительно превышает энергию связи нуклона, то, как правило, возбуждение будет сниматься испусканием протонов, нейтронов или более сложных частиц. Однако и здесь возможны особые случаи, когда Гx0 и ГГγ.
Рассмотрим в качестве примера состояние 1+ в ядре 8Ве, имеющее энергию возбуждения 17.64 МэВ. Оно лежит ниже порога испускания нейтрона (18.9 МэВ), а обычный распад ядра 8Ве, идущий по схеме 8Ве→2α, запрещен, поскольку система двух α-частиц может находиться лишь в состояниях 0+, 2+, 4+ и т. д. Поэтому указанное выше состояние в 8Ве распадается с излучением γ-кванта. Спектр γ-квантов содержит две линии: при переходе в основное состояние 0+ испускаются γ-кванты с энергией 17.64 МэВ (узкая линия), при переходе на первое возбужденное состояние 2+ — γ-кванты с энергией 14.74 МэВ (широкая линия), При этом интенсивность первой линии примерно в два раза превосходит интенсивность второй.
Для возбуждения состояния ядра 8Ве с энергией 17.64 МэВ используется захват ядром 7Li протонов с Ер = 440кэВ:

За счет уменьшения толщины литиевой мишени энергетическая ширина γ0-линии (17.64 МэВ) может быть доведена примерно до 12 кэВ.
Варьируя энергию протонов Ер, можно плавно менять энергию γ-квантов поскольку эти величины связаны соотношением

E(γ0) = (17.25+ 7/8Ер) МэВ,
Е(γ1) = (14.35 + 7/8Ер) МэВ.

Однако возможности изменения энергии сильно ограничены, так как увеличение энергии протонов приводит к быстрому уменьшению интенсивности γ-излучения. Так, уже при Ер = 800-900 кэВ интенсивность γ-квантов уменьшается примерно в 20 раз. Кроме того, начинает доминировать γ-линия с меньшей энергией.
Другой часто используемой реакцией является реакция 19F(p,αγ)16О, в которой генерируются три γ-линии с энергиями 6.14, 6.92 и 7.12 МэВ, возникающие при распаде возбужденных состояний ядра 16О. Их относительные интенсивности можно менять, варьируя энергии протонов. Так, при Ер = 2.05 МэВ 80% γ-квантов испускается с энергией 7.12 МэВ. Энергетическая ширина γ-линии 130 кэВ.
Реакция радиационного захвата протонов легкими ядрами наиболее удобна для создания γ-источников подобного типа. Одна из причин этого в том, что энергии связи протонов в легких ядрах велики, что позволяет получать монохроматические γ-кванты довольно больших энергий. Так, в реакции 3Н(р,γ)4Не (энергия связи протона в 4Не — 19.81 МэВ) можно получить γ-кванты с энергией более 20 МэВ. Энергетическая ширина γ-пучка в этой реакции может быть доведена до 40 кэВ. Плавное увеличение энергии протонов приводит и к плавному увеличению энергии γ-квантов. Верхняя граница энергии протонного пучка определяется выходом нейтронов в конкурирующей реакции 3Н(р,n), начинающейся при Ер = 1.02 МэВ.
Получение удобного для экспериментов пучка монохроматических γ-квантов с энергиями существенно большими 20 МэВ в реакции (p,γ), так же как и в других ядерных реакциях, невозможно. Это связано с тем, что даже легкие ядра, захватывая протоны с Ер>1МэВ, оказываются в области энергий возбуждения, где уровни составного ядра начинают перекрываться. Кроме того, при возрастании энергии возбуждения увеличивается доля, каскадных γ-переходов. Все это приводит к сильному усложнению спектра γ-квантов и неизбежной конкуренции распадов с вылетом нуклонов и других частиц. Недостаток источников этого типа заключается также в сравнительно невысокой интенсивности γ-квантов.
Диапазон плавного изменения энергии γ-квантов у источников рассматриваемого типа сильно ограничен.

Тормозное излучение от электронных ускорителей

Двигаясь с ускорением, быстрые электроны испускают электромагнитное излучение, называемое тормозным. Для получения тормозного γ-излучения достаточно поток электронов направить на любую мишень. В этом случае тормозное излучение возникает за счет ускоренного движения электронов в кулоновском поле ядер и атомарных электронов мишени.
Энергетический спектр γ-квантов тормозного излучения непрерывен и имеет верхнюю границу Т. Если полная энергия электронов до взаимодействия с мишенью равна Е0, то

Т = Е0 — mc2, (1)

где mc2 — энергия покоя электрона (0.511 МэВ). Исключая область вблизи верхней границы, энергетический спектр тормозного излучения подчиняется простой зависимости l/Eγ, где Eγ — энергия испущенного γ-кванта.
Угловое распределение тормозного излучения обладает азимутальной симметрией. Оно определяется лишь величиной угла θ между направлениями движения фотонов и первичных электронов и характеризуется резким максимумом в направлении движения электронного пучка до взаимодействия с мишенью (т. е. при θ = 0°). Наибольшая доля радиации заключена в пределах малого для релятивистских электронов угла θ0 < mc2/E0. Отсюда следует, что по мере увеличения энергии электронов тормозное излучение сосредоточивается во все более малом телесном угле.


Рис. 2. Спектры тормозного излучения для платиновой мишени при различных Е0

Поскольку сечение тормозного излучения быстро растет с увеличением атомного номера мишени, то последняя обычно изготовляется из вещества с большим Z (платина, вольфрам и др.). На рис. 2 в качестве примера приведены спектры тормозного излучения при различных Е0, рассчитанные для платиновой мишени.

Любой ускоритель электронов может быть использован как источник тормозного излучения. Такие источники обеспечивают наиболее интенсивные потоки высокоэнергичных γ-квантов. При токе электронного пучка в 100 МкА и тормозной мишени толщиной в 0.01 радиационную длину интенсивность фотонов независимо от энергии падающих электронов приблизительно равна 6.1012/Eγ фотонов на МэВ.

Методы монохроматизации гамма-излучения высокой энергии

Аннигиляция на лету быстрых позитронов

Суть метода состоит в использовании процесса аннигиляции на лету позитронов, движущихся с релятивистскими скоростями.
Быстрый позитрон с энергией Epos, двигаясь в веществе, может испытать аннигиляцию, не успев потерять сколько-нибудь значи­тельную часть своей первоначальной энергии. При аннигиляции позитрона могут образовываться два и более фотонов. Наиболее вероятный процесс — двухфотонная аннигиляция. Именно этот процесс и приводит к образованию монохроматических фотонов. Образование большего числа фотонов, например трех, приводит к непрерывному энергетическому распределению. Однако в связи с тем, что сечение трехфотонной аннигиляции мало, ею можно пренебречь (трехфотонная аннигиляция происходит в 370 раз реже, чем двухфотонная).
При двухфотонной аннигиляции, которую и будем рассматривать в дальнейшем, образуется два γ-кванта с энергиями

(2)
Eγ2 = Epos — Eγ1+ mc2, (3)

где θ — угол между направлением испускания первого фотона и направлением движения позитрона.
Наиболее вероятно испускание двух фотонов в противоположных направлениях под углами, близкими к 0 и 180° относительно направления движения позитрона. При этом фотон, испускаемый под углом 0°, т. е. в переднем направлении, уносит практически всю энергию. Действительно, полагая θ = 0 и mc2 << Epos, из (2 и 3) получаем

(4)
(5)


Рис. 3. Зависимость энергии аннигиляционного фотона, летящего в переднем направлении, от угла для позитронов с полной энергией 20 МэВ

Зависимость энергии аннигиляционных γ-квантов от угла θ (см. формулу (2) и рис. 3) приводит к тому, что спектр фотонов в конечном телесном угле не является строго монохроматичным. При увеличении энергии позитрона энергетический разброс уменьшается. Если пренебречь многократным рассеянием позитронов в веществе мишени, где происходит аннигиляция, то угол, в котором энергетический разброс не превышает величины

δ = ΔEγ1/Eγ1,

согласно оценкам равен (2Epos)1/2. Поэтому, выделяя аннигиляционные фотоны, летящие в пределах достаточно малого телесного угла, можно достичь весьма высокой степени монохроматизации γ-излучения. Быстрые позитроны, необходимые для создания аннигиляционногоизлучения, получают,направляя релятивистские электроны с полной энергией Eel на мишень (конвертор) с высоким Z (тяжелые ядра). Тормозное излучение, генерируемое в мишени, образует в этой же мишени электронно-позитронные пары. Позитроны выходят из конвертора в широком телесном угле и имеют полные энергии в интервале от 0 до Eel — 2mс2. Располагающийся после конвертора магнитный анализатор выделяет позитроны, энергии которых заключены в узком интервале. Эти позитроны либо сразу, либо после дополнительного ускорения направляются на аннигиляционную мишень с малым Z (легкие ядра). Образующиеся в этой мишени аннигиляционные γ-кванты и используются далее для проведения эксперимента.
Поскольку процесс образования аннигиляционных фотонов является двухступенчатым, то выход монохроматического излучения очень мал. Обычно вероятность рождения электроном позитрона в конверторе не превышает 10-4 — 10-3, а выход аннигиляционных фотонов на один позитрон приблизительно равен 10-4. Таким образом, выход аннигиляционных фотонов на один электрон составляет величину не более 10-8 — 10-7. Очевидно поэтому, что создание интенсивных потоков аннигиляционного γ-излучения возможно лишь при наличии сильноточных электронных ускорителей.

Рассмотрим в качестве примера монохроматор (рис. 4), работавший в Ливерморе (Калифорнийский университет, США) .

Рис. 4. Установка для создания квазимонохроматических фотонов в Ливерморе (США).

Электроны с энергией 150 кэВ инжектировались в первую секцию линейного ускорителя. В конце секции перед попаданием на конвертор они имели энергию около 10 МэВ. Конвертор, изготовленный из тантала (Z = 73) или вольфрама (Z = 74), имел толщину около 2.5 мм. Позитроны, образующиеся в конверторе, фокусировались магнитной линзой и ускорялись двумя следующими секциями линейного ускорителя примерно до 30 МэВ. Перестройка секций ускорителя с режима ускорения электронов на режим ускорения позитронов и наоборот осуществлялась поворотом фазы высокочастотного электрического напряжения. Полный выход позитронов на один электрон был равен 10-5. С учетом того что магнитный анализатор отбирал для дальнейшего ускорения позитроны с разбросом по энергии не более 1%, выход позитронов на один электрон составлял величину около 10-7.
Необходимо отметить, что энергия позитронов, вводившихся во вторую секцию линейного ускорителя, была примерно в три раза меньше энергии электронов, попадавших на конвертор. Это было связано с тем, что энергетическое распределение позитронов, выходящих из конвертора, имеет максимум при энергии, соответствующей примерно одной трети энергии электронов. В качестве аннигиляционной мишени использовался образец из LiH толщиной 0.15 мм. Выход аннигиляционных фотонов на один позитрон для такой мишени был равен ~10-11.
Как уже упоминалось, конверторы изготовляют из материалов с высоким Z, в связи с тем что выход позитронов зависит от вероятности двух последовательных процессов: образования тормозного γ-излучения и рождения электронно-позитронных пар, причем сечение каждого из этих процессов растет, как Z2.
Выбор в качестве материала для аннигиляционной мишени веществ с малым Z объясняется необходимостью максимального подавления относительного вклада тормозного γ-излучения позитронов, которое неизбежно сопровождает аннигиляционное γ-излучение. Поскольку выход аннигиляционных γ-квантов порционален Z, то для легких ядер соотношение между числом аннигиляционных и тормозных γ-квантов будет максимальным.

Рис. 5. Спектры -квантов, образующихся при бомбардировке бериллиевой мишени позитронами различной энергии

Таким образом, спектр γ-квантов, возникающих при попадании на аннигиляционную мишень быстрых позитронов, не является строго монохроматическим, так как содержит тормозное излучение. Энергетические спектры γ-квантов, рассчитанные для случая бериллиевой мишени, приведены на рис. 5. При этом полагалось dEγ, равным 1 МэВ, а форма аннигиляционного пика считалась гауссовой и соответствовала энергетическому разрешению 5%. Видно, что с увеличением Epos соотношение между числом аннигиляционных и тормозных γ-квантов ухудшается. Действительно, число аннигиляционных γ-квантов растет, как Epos, а число тормозных γ-квантов в низкокоэнергетичной части спектра растет примерно как E2pos.
Неизбежное присутствие тормозного γ-излучения является недостатком описываемого метода монохроматизации, так как приводит к необходимости получения конечного результата в виде разности двух измерений. Вначале измеряют выход Ypos(Epos) реакции с пучком фотонов, генерируемых аннигиляционной мишенью при попадании на нее позитронов энергии Epos, а затем — выход реакции Yel(Eel) с пучком фотонов, возникающих в аннигиляционной мишени при попадании на нее такого же числа позитронов или электронов той же энергии. В последнем случае спектр фотонов чисто тормозной и разность Ypos(Epos) — Yel(Eel) есть выход исследуемой реакции, отвечающий пику аннигиляционного излучения.
Однако извлечение корректной информации о сечениях реакций на основании экспериментальных данных о выходах представляет из себя нетривиальную задачу и требует хорошего знания параметров аппаратной функции .
Сравнительно невысокая интенсивность аннигиляционных пучков ограничивает их эффективное использование одним типом экспериментов — измерением эффективных сечений фотонейтронных реакций. Недостаточно высокая интенсивность аннигиляционного излучения в таких экспериментах может быть компенсирована большим (до нескольких сот граммов) весом исследуемой мишени.

Меченые фотоны

Рис. 6. Схема монохроматора, использующего принцип меченых фотонов

В этом методе исследуемой мишени облучается пучком тормозного излучения, и для каждого случая фотоядерной реакции определяется энергия фотона, который эту реакцию вызвал. Осуществляется это следующим образом (см. рис. 6). Пучок электронов выводится из ускорителя и направляется на тормозную мишень, расположенную вне ускорительной камеры. Электрон с энергией E0, взаимодействуя с тормозной мишенью, испускает фотон с энергией Eγ и выходит из нее с меньшей энергией Е. Фотон попадает далее на исследуемую мишень и вызывает фотоядерную реакцию. Поскольку E0, Е и Eγ однозначно связаны соотношением

Eγ = E0 — Е,

то, измерив энергию Е рассеянного электрона и зарегистрировав его на совпадение с продуктами фотоядерной реакции, можно найти энергию Eγ фотона, который эту реакцию вызвал (E0 известна, так как определяется режимом работы ускорителя). Энергию рассеянного электрона Е обычно определяют с помощью магнитного спектрометра.
Энергию Eγ можно варьировать, меняя энергии E0 и Е.
Энергетическое разрешение метода меченых фотонов определяется главным образом разрешением магнитного спектрометра и в принципе может быть выше энергетического разрешения метода аннигиляции на лету быстрых позитронов. Метод меченых фотонов был впервые реализован на синхротроне Корнельского университета (США). Монохроматор, использующий метод меченых фотонов, был создан также в 1961 г. в Иллинойском университете (США) . Его энергетическое разрешение равно 0.67% для фотонов с энергией 11-19 МэВ. Максимальная интенсивность пучка фотонов составила величину 5.105 фотонов в секунду. Вторичные электроны детектировались шестью пластиковыми сцинтилляторами, расположенными в фокальной плоскости магнитного спектрометра. Одновременно фиксировалась энергия электронов Е и время их регистрации. Энергия нейтронов из реакций (γ,xn) определялась методом времени пролета.
К недостаткам метода меченых фотонов следует отнести необходимость непосредственной регистрации продуктов ядерной реакции, что не позволяет использовать ряд методов регистрации, например, метод наведенной активности. Один из наиболее перспективных путей повышения интенсивности пучка меченых фотонов — использование линейных ускорителей со стопроцентным рабочим циклом. Однако, даже на таких ускорителях удается использовать лишь часть интенсивности электронных пучков (см. табл. 2). Основное ограничение на интенсивность накладывает быстродействие системы регистрации. (Характерное разрешающее время в системах меченных фотонов составляет ~1 нс.)

Таблица 2. Параметры систем мечения фотонов на электронных ускорителях с большим коэффициентом заполнения

Здесь Ee — энергия электронов, Je — ток электронов, k — коэффициент заполнения пучка, Eγ — энергия гамма-квантов, — эффективность системы мечения, J — используемый ток электронов при работе в режиме мечения фотонов, I — поток меченных фотонов в диапазоне ΔEγ/Eγ1%.

Комптон-эффект на покоящемся электроне

Для создания источника монохроматических фотонов регулируемой энергии можно использовать комптон-эффект на покоящемся и движущемся электроне (так называемый прямой и обратный комптон-эффект). В первом случае пучок монохроматических -квантов, образующихся в какой-либо ядерной реакции, испытывает рассеяние на электронах неподвижной мишени. Во втором — фотонный пучок мощного лазера пучок рассеивается на встречном пучке высокоэнергичных монохроматических электронов .
Использование прямого комптон-эффекта позволяет устранить один из наиболее существенных недостатков пучков γ-квантов, образующихся в ядерных реакциях — невозможность плавной регулировки энергии фотонов. Действительно, энергия Eγ0 падающего фотона связана с энергией Eγ фотона после комптоновского рассеяния следующим соотношением:

(6)

где mc2 — энергия покоя электрона, а φ — угол между направлениями движения фотона до и после рассеяния. Таким образом, энергия рассеянного фотона однозначно определяется величиной угла φ, меняя который можно получить фотоны любой энергии в интервале от mc2/2 до Eγ0.

Рис. 7. Принцип использования прямого комптоновского рассеяния

Если рассеиватель занимает участок сферической поверхности, на которой расположены источник монохроматических фотонов фиксированной энергии и исследуемая мишень, то энергия всех фотонов, попадающих на исследуемую мишень, будет одной и той же (рис. 7). Эту энергию можно менять, перемещая либо мишень, либо γ-источник вдоль поверхности сферы.

В первых экспериментах с монохроматором такого типа использовались γ-кванты радиационного захвата тепловых нейтронов пластинкой кадмия (рассеиватель — графит). Интенсивность рассеянных -квантов была такой, что на расстоянии 10 м от источника на площадку в 1 см2 падал 1 фотон в секунду в интервале энергий 1 эВ. Энергия γ-квантов могла плавно меняться в интервале от 0.1 до 8.0 МэВ.
В другой установке этого типа использовались γ-кванты радиационного захвата нейтронов в Ti и Ni. Рассеиватель изготовлялся из алюминия. Энергия рассеянных γ-квантов менялась от 0.5 до 8.5 МэВ. Энергетическое разрешение было равно 1-3%, а интенсивность фотонов 1 квант/эВ.с.см2.
Недостаток этого метода в том, что энергия рассеянных фотонов ограничена сверху и без того не слишком высокой энергией γ-квантов радиационного захвата. Наиболее целесообразно использование γ-квантов радиационного захвата медленных нейтронов, интенсивность которых может быть очень высокой).

Обратное комптоновское рассеяние лазерных фотонов на электронах

Рис. 8. Геометрия комптоновского рассеяния фотона на движущемся электроне

Монохроматические γ-кванты более высокой энергии можно получить, используя обратный комптон-эффект .
Комптон-эффект на движущемся электроне обладает важной особенностью — в процессе рассеяния возникают фотоны значительно более жесткие, чем рассеиваемые. Так при рассеянии световых фотонов на релятивистских электронах рассеянные фотоны имеют энергию, сравнимую с энергией первичных электронов. Действительно, обобщая выражение (6) для случая, когда электроны движутся со скоростью v, можно получить

(7)

где Е0 — полная энергия электрона до взаимодействия, а смысл углов θ и φ поясняется рис. 8.
Таким образом, при фиксированных значениях Е0 и Eγ0 энергия рассеянного фотона полностью определяется геометрией эксперимента (углами и ).
Поскольку мы рассматриваем случай рассеяния фотонов не слишком высокой энергии на ультрарелятивистских электронах, то Е0 >> Еγ0 и третьим слагаемым в знаменателе выражения (7) можно пренебречь. В этом приближении

(8)

Отсюда видно, что энергия рассеянного фотона максимальна в случае, когда электрон и фотон до взаимодействия двигаются навстречу друг другу (θ = 180°), а рассеянный фотон двигается в том же направлении, что и пучок электронов (θ — φ = 0°). Тогда, учитывая также, что vc, из выражения (8) получим

(9)

Из соотношения видно, что даже в случае использования источника фотонов малой энергии энергия рассеянных фотонов может быть сколь угодно большой за счет повышения энергии электронов. Это открывает возможность получения интенсивного пучка монохроматических γ-квантов высокой энергии за счет использования мощных лазеров. Действительно, при рассеянии фотонов рубинового лазера (Еγ0 = 1.78 эВ) на электроне с энергией 6 ГэВ Eγmax = 848 МэВ.
Энергию рассеянных фотонов можно варьировать либо изменением энергий Е0 и Еγ0, либо изменением угла наблюдения — φ. С увеличением Е0 и Еγmax растет очень быстро. При Еγ0 = 1.78 эВ:

Таблица 3. Зависимость энергии фотонов обратного комптоновского рассеяния от энергии электронов (рубиновый лазер).

Е0 1 ГэВ 6 ГэВ 40 ГэВ 500 ГэВ
Еγmax 28 МэВ 848 МэВ 20 ГэВ 497 ГэВ

Энергетическое разрешение пучка рассеянных фотонов зависит от степени их коллимации, т. е. разброса в угле θ — φ. Рассмотрим случай, когда фотон после рассеяния назад летит под малым углом относительно направления движения первичного пучка электронов (θ = 180° и θ — φ0°). Из соотношения (8) с учетом того, что vc, получаем

(10)

где Еγmax определяется соотношением (9).
Если осуществляется коллимация рассеянных назад фотонов в пределах угла ± относительно направления движения первичного пучка электронов, то из (10) следует, что минимальная энергия рассеянного фотона определяется соотношением

(11)

(максимальная энергия рассеянного фотона дается формулой (9)). Отсюда следует, что для оценки энергетического разрешения пучка рассеянных назад фотонов можно использовать выражение

(12)

Полагая = 10-5 рад, Еγ0 = 1.78 эВ и Е0 = 8 ГэВ, получаем Еγmax = 1.44 ГэВ и энергетическое разрешение около 2%. С ростом Е0 энергетическое разрешение при том же угле коллимации ухудшается. Так, при Е0 = 16 ГэВ (Еγmax = 4.7 ГэВ) оно равно 6.5%.
Интенсивность пучка монохроматических фотонов, получаемых с помощью обратного комптон-эффекта, определяется как интенсивностью лазерного излучения, так и интенсивностью электронного пучка. Число фотонов, излучаемое мощными лазерами, достигает 1020 в импульсе при длительности импульса 10-8 с. Рассеяние такого числа фотонов на электронном сгустке такой же длительности с числом электронов 1011 позволит получить интенсивность монохроматических фотонов до 107 фотон/с при энергетическом разрешении около 5%.
Для получения комптоновских пучков целесообразно использовать электронные накопители с током в несколько сотен миллиампер.
Метод обратного рассеяния был предложен в 1963 г. Первая установка, на которой начались ядернофизические исследования была создана во Фраскати (Ladone). С 1994 г. в Новосибирске ведутся исследования на установках РОКК (Рассеянные Обратные Комптоновские Кванты). В настоящее время на комптоновсих пучках ведутся работы также в Брукхейвене на установке LEGS (Laser Electron Gamma Source), в Гренобле — GRAAL (GRenoble Accelerateur Anneau Laser), в Японии — LEPS (Laser Electron Photon Source). В табл. 4 приведены основные параметры установок с пучками обратных комптоновских фотонов.

Таблица 4. Параметры установок с пучками обратных комптоновских фотонов

Видно, что в этих установках перекрывается широкий диапазон энергий. Интенсивность пучка не превышает 107 с-1. Ограничение по интенсивности связано с выбиванием лазерным пучком электронов с орбиты накопителя. Повышения интенсивности можно достичь, используя длинноволновые лазеры, когда потери энергии электронов на излучение гамма-квантов сравнительно невелики и электроны не теряются в накопителе, а возвращаются на равновесную орбиту.
Для получения высокой монохроматичности пучка небольших энергий (Еγ < 100 МэВ) используется коллимация пучка. Однако с увеличением энергии требуемый диаметр коллиматора становится слишком малы, поэтому дополнительно применяется система меченных фотонов.
Для примера на рис. 9 показана схема установки РОКК-2.

Рис. 9. Cхема установки РОКК-2 на накопителе ВЭПП-3.

Преимущества метода обратного комптоновского рассеяния заключаются в том, что

  • при довольно высокой интенсивности удается получить хорошую монохроматичность;
  • фон тормозных низкоэнергетических фотонов, который в данном случае возникает только на остаточном газе вакуумной системы накопителя очень мал;
  • можно плавно менять верхнюю границу комптоновского спектра, изменяя начальную энергию электронов;
  • интенсивность пучка гамма-квантов слабо зависит от энергии электронов;
  • можно получать гамма-кванты с линейной или циркулярной поляризацией, степень которой близка к 100%, поляризацией пучка легко управлять, изменяя поляризацию лазерных фотонов.

Квазимонохроматическое излучение фотонов из ориентированных монокристаллов

Спектр когерентного излучения из ориентированного кристалла, облучаемого электронами, кроме тормозной компоненты, один из которых (при меньшей энергии) имеет максимальную интенсивность. Метод был реализован во Фраскатти и Харькове. Обычно используются тонкие (~0.5-2 мм) монокристаллы алмаза. Настройка по энергии осуществляется вращением кристалла относительно направления падающего пучка. Во Фраскати при энергии электронов 1 ГэВ диапазон энергий гамма-квантов составлял 100-550 МэВ. Как во Фраскати, так и в Харькове были получены интенсивности ~1010 c-1 при степени монохроматичности 10%.

Литература

Гамма-лучи – это электромагнитные волны (как и световые, инфракрасные или ультрафиолетовые лучи). В то же время, гамма-лучи имеют более короткую длину волны и поэтому обладают большей энергией.

При облучении эта энергия передаётся на электроны молекул изделий, создавая при этом высокоактивные радикалы. Именно поэтому такое излучение называют ионизирующим. Свободные радикалы разрушают ДНК имеющихся микроорганизмов, предотвращая их размножение и способствуя их гибели. Облучённое изделие становится стерильным.
Поскольку гамма-излучение воздействует только на электронную оболочку молекул, исключается вероятность того, что само облучённое изделие станет радиоактивным.

Энергия, поглощаемая при облучении, измеряется в килогрэях (кГр). Такая адсорбированная энергия зависит от различных факторов (например, время экспозиции, доза облучения, плотность материала, размер упаковки), а её замеры контролируются с помощью дозиметра. Таким образом обеспечивается точность дозирования облучения для каждого изделия.

Радиотерапия (или лучевая терапия) — это лечение ионизирующими излучениями (ИИ). Для этой цели в зависимости от локализации болезненного процесса и его характера используют различные источники ионизирующего излучения. Гамма-излучение может проникать в ткани на любую глубину и даже проходить через все тело, в то время как бета-частицы могут проникать в ткани только на глубину 2 — 5 мм, а альфа-частицы – на глубину до 100 микрон. Рентгеновское излучение отличается от гамма-излучения большей длиной волны, а рентгенотерапия — соответственно меньшей проникающей способностью. Также в последнее время перспективным считаются такие новые направления, как нейтронная терапия, протонная терапия и пи-мезонная терапия.

Рис. 1: Сравнительная доза эффективного воздействия при облучении ткани электромагнитным излучением, альфа-частицами, протонами и нейтронами (виден пик Брэгга для альфа-частиц и протонов).

В зависимости от того, какой вид ионизационного излучения используется, выделяют следующие виды лучевой терапии.

Альфа-терапия – вид лучевой терапии, при котором лечение осуществляется путем воздействия на организм альфа-излучения. Для альфа-терапии применяют некоторые короткоживущие или быстро выделяющиеся из организма изотопы (радон, дочерние продукты торона). Осуществляют альфа-терапию в виде радоновых ванн (общих и местных), питья радоновой воды, микроклизм, орошений, вдыхания воздуха, обогащенного радоном, а также наложением на определенные участки кожи больного радиоактивных повязок (марлевые аппликаторы с дочерними продуктами торона) или мазей и растворов с торием.

Альфа-терапевтические процедуры имеют широкий спектр применения. Так, они благотворно влияют на центральную и вегетативную нервные системы, эндокринные железы, сердечно-сосудистую систему. Они оказывают успокоительное, обезболивающее и противовоспалительное действие. Однако альфа-терапия противопоказана при злокачественных опухолях, туберкулезе, некоторых заболеваниях крови, при беременности. В России альфа-терапию применяют, например, на курортах в Пятигорске.

Бета-терапия — также один из методов лучевой терапии, лечебный эффект которой основан на биологическом действии бета-частиц, поглощенных в патологически измененных тканях. В качестве источников излучения используются различные радиоактивные изотопы, распад которых сопровождается испусканием бета-частиц. Бета-терапия может быть внутритканевой, внутриполостной и аппликационной. Так аппликационную бета-терапию применяют при капиллярных ангиомах, а также некоторых хронических воспалительных заболеваниях глаз. Для этого на пораженные участки накладываются аппликаторы, на которых равномерно распределены радиоактивные изотопы фосфора (Р32), таллия (Tl204) и др.

При радиорезистентных опухолях показана внутритканевая бета-терапия. Внутритканевую бета-терапию осуществляют, вводя в ткани, подлежащие облучению, коллоидные радиоактивные растворы золота (Au188), иттрия (Y90), серебра (Ag111) или штифты длиной 3—4 мм с изотопом Au198 или Y90.

Метод внутриполостной бета-терапии наибольшее распространение получил при первичном или вторичном опухолевом поражении плевры или брюшины. При этом методе в брюшную или плевральную полость вводят коллоидные растворы Au198.

Рентгенотерапия. При этом виде лучевой терапии с лечебной целью используется рентгеновское излучение с энергией от 10 до 250 кэв. При этом с увеличением напряжения на рентгеновской трубке увеличивается энергия излучения и вместе с этим его проникающая способность в тканях возрастает.

Так, короткофокусная или близко-дистанционная рентгенотерапия с энергией излучения от 10 до 60 кэВ используется для облучения с малых расстояний (до 6—7,5 см) и лечения относительно поверхностных поражений кожи и слизистых оболочек. Глубокая или дальне-дистанционная рентгенотерапия с энергией излучения от 100 до 250 кэВ — для облучения с расстояния от 30 до 60 см глубоко расположенных патологических очагов. Средне-дистанционную рентгенотерапию используют главным образом при заболеваниях неопухолевой природы.

Гамма-терапия. Энергетические диапазоны рентгеновского излучения и гамма-излучения перекрываются в широкой области энергий. Оба типа излучения являются электромагнитным излучением и при одинаковой энергии фотонов — эквивалентны. Различие лежит в способе возникновения — рентгеновские лучи испускаются при участии электронов (либо в атомах, либо свободных) в то время как гамма-излучение испускается в процессах девозбуждения атомных ядер.

Этот вид лучевой терапии применяется при лечении как злокачественных, так и доброкачественных (последнее – реже) опухолей. В зависимости от опухоли (расположение, гистология) могут быть использованы как контактные (радиоактивные препараты соприкасаются с тканями; в частности, к таким методам относится аппликационная гамма-терапия, при которой на опухоль накладывается специальная пластинка с радиоактивными препаратами, расположенными в определенном порядке), так и дистанционные (облучение производится с расстояния) методы.

Одно из направлений гамма-терапии – гама-нож. Здесь речь идет уже не о собственно терапии, а скорее хирургии, поскольку опухоль уничтожается целиком (отсюда и название – гамма-нож). При таком виде гамма-терапии используются источники гамма-излучения высокой интенсивности. Так, в качестве таких источников выступают, например, мощные кобальтовые пушки, источником излучения в которых является радионуклид 60Co . Применение гамма-излучения высокой энергии позволяет подводить к глубоко расположенным опухолям значительно большие дозы, чем при использовании рентгеновского излучения.

Нейтронная терапия — вид лучевой терапии, осуществляемый с помощью нейтронного излучения. Метод основан на способности нейтронов захватываться ядрами атомов с последующим превращением и испусканием α-, β- и γ-квантов, которые оказывают биологическое действие. При нейтронной терапии также используют дистанционное, внутриполостное и внутритканевое облучение.

К дистанционному облучению относится, например, так называемая нейтрон-захватная терапия В этом случае терапевтический эффект проявляется в результате захвата тепловых или промежуточных нейтронов (энергия ниже 200 кэВ) ядрами предварительно накопленных в опухоли стабильных изотопов (например, 10В), которые под влиянием захваченных нейтронов подвергаются радиоактивному распаду.

Нейтронная терапия является наиболее перспективным методом лечения больных с тяжелыми радиорезистентными (т.е. устойчивыми, нечувствительными к воздействию ионизирующего излучения) формами. К таким формам относятся, например, распространенные опухоли головы и шеи, в том числе слюнных желез, саркомы мягких тканей, рецидивные и метастатические опухоли, некоторые формы опухолей головного мозга.

Протонная терапия – вид лучевой дистанционной терапии, основанный на использовании протонов, ускоренных до больших энергий (50—1000 МэВ) на синхрофазотронах и синхротронах.

В отличие от других используемых в лучевой терапии видов излучения пучки протонов обеспечивают уникальное распределение дозы по глубине. Максимум дозы сосредоточен в конце пробега (то есть в облучаемом патологическом очаге – мишени), а нагрузка на поверхности тела и по пути к мишени минимальна. Кроме того, полностью отсутствует лучевая нагрузка за мишенью. И, наконец, почти полностью отсутствует рассеяние излучения в теле больного.

Такой вид терапии позволяет облучать патологический очаг малых размеров (офтальмо-онкология, радио-нейрохирургия). Кроме того, благодаря данному методу появилась возможность облучать новообразования, расположенные практически вплотную к критическим радиочувствительным органам и структурам, значительно снижая их облучение.

Пи-мезонная терапия – новейший метод лучевой терапии, основанный на использовании отрицательных пи-мезонов — ядерных частиц, генерируемых на специальных установках. Пи-мезоны обладают благоприятным дозовым распределением, а также более высокой биологической эффективностью на единицу дозы. Клиническое применение пи-мезонов осуществляется в США и Швейцарии.

Добавить комментарий

Ваш адрес email не будет опубликован. Обязательные поля помечены *