I
.
Î Î uJ~())o
IUIII lU 111 \11111 111111111111111111 111111111111111\\1 \1111111111.11111111111 111111 il "111 H 111 1111111 11 11111 I 11 111111 I I1 \\\\\\ 111111 :\111\ 1\~
III~II
i
:
1111\111111 11111: 111111 :: 111\: 1111\ il\\ 1 \o
0 ' / ' • I ( " , f . \J'1 co 't( , • ,t • r '.J
~ -J L... _ _ ~_~~~_~STRALINGSBESCHERMING
Inleiding tot de stralingshygiënedr. J. Weber dr.
e.E.
Rasmussenmet bijdragen van
dr. W.F. Passchier ir. W. de Vries BIBLIOTHEEK TU Delft P 2115 6216
1111111111111
c
873805•
Vierde druk 1985
Delftse Uitgevers Maatschappij b.v.
P.O. Box 2851, 2601 CW Delft, The Netherlands Tel. 015-123725
All Rights Reserved. No part of this publication may be reproduced, stored in a retrieval system, or transmitted in any form or by any means, electronic, mechanica!, photocopying, recording or otherwise, without the prior permis-sion of the publishers.
VOORWOORD
Door de ontwikkeling van de kernenergie en zijn toepassingen in allerlei facetten van het maatschappelijk leven is de behoefte gegroeid, zich bewust rekenschap te gaan geven van de mogelijke risico's die aan het gebruik van stralingsbronnen verbonden zijn. In dit verband kan bijvoorbeeld gewezen worden op de algehele invoering van de wet op de kernenergie begin 1970, die de overheid de mogelijkheid geeft eisen te stellen aan de deskundigheid van hen, die verantwoordelijk zijn voor het gebruik van stralingsbronnen. Deze deskundigheid omvat o.a. een inzicht in de bescherming tegen de risi-co's bij het gebruik van radioactieve stoffen, ioniserende straling uitzendende toestellen en kernreactoren.
Dit gebied, omschreven als stralingshygiëne, wordt reeds gedurende een aan-tal jaren door de auteurs van deze inleiding in het Interuniversitair Reactor Instituut onderwezen. Zij hebben zich daarbij tot doel gesteld niet alleen de veiligheidsaspect en te behandelen, maar ook een reële en evenwichtige instel-ling te helpen bevorderen t.a.v. de strainstel-lingsrisico's, die verbonden zijn aan de kernenergie en zijn vele toepassingen. De inhoud van deze cursus, die de ba-sis vormt van deze inleiding tot de stralingshygiëne, heeft mede vorm gekre-gen dank zij discussies in enkele commissies van de Gezondheidsraad, waar-van in het bijzonder de commissie deskundigheidseisen o.v.v. dr. H. Huizenga valt te noemen.
Het boek, waarvoor dit voorwoord is geschreven, gaat ervan uit dat de lezer bekend is met de elementaire begrippen van de atoom- en kernfysica en geeft de theoretische kennis vereist voor het examen tot bevoegd deskundige voor C-laboratoria. Alhoewel publicatie van deze inleiding de indruk zou kunnen wekken dat stralingshygiëne uit de boeken valt te leren, dient er met nadruk op te worden gewezen, dat theoretische kennis alleen niet voldoende is. Erva-ring -voor een deel te verwerven door het volgen van practica- vormt een noodzakelijke voorwaarde voor ieder die toezicht houdt op de stralingsveilig-heid.
Bij de vierde druk
In deze uitgave zijn tal van wijzingen en aanvullingen aangebracht, die naar onze verwachting de bruikbaarheid van deze handleiding ten goede zijn ge-komen. Wij danken de lezers die suggesties voor verbeteringen hebben gek-verd; in het bijzonder de collega's die de voorlopige teksten van veel nuttig
commentaar hebben vo?rzien.
INHOUD
1. Inleiding 9
l.I. Taak en werkwijze van de stralingshygiëne 9
1. 2. Specialistische kennis 1 0
1.3. Historische ontwikkelingen 12
1.4. Doel en inhoud van dit boek 14
2. Wisselwerking van straling met materie 16
2.1. Radioactiviteit 16
2.2. Wisselwerking van geladen deeltjes 20
2.2.1. Dracht van elektronen 25
2.2.2. Energieverlies en dracht van protonen en a-deeltjes 26 2.3. Wisselwerking van elektromagnetische straling 27
2.4. Wisselwerking van neutronen 38
2.4.1. Eigenschappen van neutronen 38
2.4.2. Classificatie van neutronen 39
2.4.3. Overzicht van de vormen van wisselwerking 39
2.4.4. Energie-afgifte van neutronen 42
3. Dosimetrie 44
3.1. Inleiding 44
3.2. Het begrip geabsorbeerde dosis 44
3.3. Biologische werkzaamheid en kwaliteitsfactor 46
3.4. De exposie en de röntgen 48
3.5. Verband tussen exposie en dosis; elektronenevenwicht 51
3.6. Principe van Bragg-Gray 54
3.7. Berekening van stralingsvelden van fotonen 55
3.8. Beta-dosimetrie 58
3.9. Neutronendosimetrie; kerma 60
3.10. Kwaliteitsfactor van neutronen 61
3.11. Dosisindex en dosisequivalentindex 64
4. Biologische gevolgen Van straling 66
4.1. Inleiding 66
4.2. Somatische gevolgen van straling; vroege effecten 70
4.2.1. Algemene opmerkingen 70
4.2.2. Acute effecten door bestraling van het gehele lichaam 70
4.2.3. Teratogene effecten 71
4.2.4. Partiële bestraling 71
4.3. Stochastische effecten 72
S. Van nature aanwezige straling 84
5.1. Inleiding 84
5.2. Kosmische straling 84
5.3. Kosmogenische radionucliden 86
5.4. Terrestrische straling 87
5.5. Het dosistempo tengevolge van de natuurlijke straling 89
6. Normen voor toelaatbare blootstelling 93
6.1. Inleiding 93 6.2. ICRP-aanbevelingen I (1959) 95 6.3. ICRP-aanbevelingen 9 (1966) 97 6.4. ICRP-aanbevelingen 26 (1977) 99 6.5. Risico-vergelijking 102 7. Inwendige besmetting 108 7.1. Inleiding 108
7.2. Het ICRP-model voor continue blootstelling 111
7.2.1. Inleiding 111
7.2.2. Berekeningsmethodiek 112
7.2.3. Maximum aanvaardbare concentraties in lucht en 117 drinkwater
7.2.4. Orgaandosis; maximaal aanvaardbare lichaamsbelasting 119 7.2.5. Enkele bijzondere berekeningen in ICRP-2 122 7.2.6. Volgdosisequivalent; eenmalige besmettingen 127
7.3. Het nieuwe ICRP-systeem (ICRP-30) 130
7.3.1. Inleiding 130
7.3.2. Berekeningsmethodiek 131
7.3.3. Longmodel 134
7.3.4. Het maag-darmkanaal 137
7.3.5. Beenweefsel 139
7.3.6. Omgevingslucht besmet met inerte gassen 140
7.4. Rekenvoorbeelden 142
7.4.1. Berekening van SEE (T+-S) 142
7.4.2. Berekening van Us 144
7.4.3. Berekening van HSO,T en wTHso,T per Bq intake 146 7.4.4. Berekening van ALl en effectief volgdosisequivalent HE 147
8. Meetmethoden voor ioniserende straling 1 SO
8.1. Inleiding 150
8.2. Rendement en scheidend vermogen bij stralingsmetingen 151
8.2.1. Rendement 151
8.2.2. Energie scheidend vermogen 152
8.2.3. Pulsvorm en tijd-scheidend vermogen 153
8.3. Gasgevulde stralingsdetectoren 1 55
8.3 .2. Proportionele telbuis 161 8.3.3. Geiger-Müller telbuis 163 804. Scintillatiedetectoren 166 8.5. Halfgeleiderdetectoren 169 8.6. Personeelsdosimetrie 172 8.6.1. Filmdosismeters 173
8.6.2. Vaste-stof dosismeters; thermoluminescentiedosimetrie 175 (TLD)
8.7. Neutronendetectie 178
8.8. Luchtactiviteitsmetingen 181
8.9. Selectiecriteria en calibratie 184
9. Bescherming tegen uitwendige bestraling 186
9.1. Inleiding 186
9.2. Afscherming van direct ioniserende straling 186
9.2.1. Zware geladen deeltjes 186
9.2.2. Elektronen 187
9.3. Afscherming van röntgen- en gammastraling 187
9.3.1. Verzwakkingscoëfficiënt en halveringsdikte; opbouw- 187 factor voor brede bundels
9.3.2. Röntgenstraling uit toestellen 191
9.3.3. Remstraling van j3-bronnen 194
9.3 A. Praktische uitvoering van afschermingen 195
9 A. Afscherming van neutronen 196
904.1. Neutronenbronnen 196
904.2. Afscherming 197
10. Bescherming tegen bestraling door inwendige besmetting 201
10.1. Inleiding 201
10.2. Indeling van nucliden in radiotoxiciteitsgroepen 202 10.3. Classificatie van werkzaamheden, op basis van radiotoxiciteit 207
en verspreidingskans van nucliden
1004. Maximaal toelaatbare oppervlaktebesmetting 210
11. Praktische stralingshygiëne; veiligheidsmaatregelen 214
11.1. Inleiding 214
11.2. Metingen ter bepaling van de stralingsdoses van personen 215
11.2.1. Individuele stralingscontrole 215
11.2.2. Collectieve stralingscontrole 217
11.3. Ingekapselde bronnen en toestellen 218
1104. Niet-ingekapselde bronnen 221
11.5. Radioactief afval; lozingen 227
11.6. Vervoer van radioactieve stoffen 230
11. 7. Decontaminatie 231
11.8. Stralingsongevallen 235
12. Wettelijke regelingen betreffende stralingsbescherming 240
12.1. Inleiding 240
12.2. Ioniserende straling binnen de arbeids- en milieuwetgeving 241
12.2.1. Plaats binnen het recht 241
12.2.2. Aard van de wetgeving 241
12.2.3. Arbeidswetgeving 241
12.2.4. Milieuwetgeving 243
12.3. De Kernenergiewet 246
12.3.1. Opzet van de wet 246
12.3.2. Uitvoeringsbesluiten 246
12.3.3. Splijtstoffen, ertsen en kerninstallaties 247
12.4. Radioactieve stoffen 248
12.4.1. Begrippen 248
12.4.2. Vergunningverlening en toezicht 248
12.4.3. De grenzen van het vergunningstelsel 249
12.4.4. Algemene voorschriften van het RASB 251
12.5. Ioniserende stralen uitzendende toestellen 253
12.5.1. Categorieën toestellen 253
12.5.2. Vergunningverlening en toezicht 254
12.5.3. Algemene voorschriften van het TB 254
12.6. Dosisbeperking en medisch toezicht 255
12.6.1. Wettelijk kader 255
12.6.2. Indeling van personen 255
12.6.3. Dosislimitering en dosiscontrole 256
12.6.4. Medisch toezicht 257
12.7. Aard en plaats van de stralingsdeskundige 258
12.7.1. De deskundige ex Kernenergiewet 258
12.7.2. De stralingsveiligheidskundige ex Arbowet 260
12.7.3. Relatie tussen deskundige ex KEW en ex Arbowet 260
12.8. Het vervoeren van radioactieve stoffen 261
12.8.1. Algemeen 261
12.8.2. Vervoersvoorschriften 263
12.8.3. Vergunningstelsel 266
12.8.4. Vervoer van splijtstoffen 267
12.9. Internationale regelgeving 267 12.9.1. Overzicht 267 12.9.2. IAEA 267 12.9.3. OECDjNEA 268 12.9.4. Euratom 268 Appendices 272
I. Verzwakkings- en absorptiecoëfficiënten voor fotonen 272
Il. Specifieke gammastralingsconstanten I', waarin zijn verdiscon-teerd de uitgezonden gammastraling en de annihilatiestraling van positron-stralers
lIl. Verband tussen exposie en geabsorbeerde dosis in verschillende 276 materialen
IV. Inrichting van een radionuclidenlaboratorium 277 V. Standaard-voorschriften voor een C-Iaboratorium 280
VI. Eenheden en omrekeningsfactoren 286
VII. Relatieve elementmassa's ('atoomgewichten') 287 VIII. Bijlage I van de gewijzigde Euratom-basisnormen (1984), met de 288
indeling van radionucliden in radiotoxiciteitsgroepen
Vraagstukken en antwoorden Aanbevolen literatuur
293 305
1. INLEIDING
1.1. Taak en werkwijze van de stralingshygiëne
Stralingshygiëne is een boeiend vak, een merkwaardig voortvloeisel uit de wetenschappelijke en technologische activiteit van deze eeuw. Een boeiend vak door zijn veelzijdigheid; het is gebaseerd op de natuur- en scheikunde, de biologie en de geneeskunde; terwijl juridische, psychologische en politieke overwegingen een rol spelen.
Straling is steeds een onderdeel geweest van het natuurlijk milieu van de mens, doordat enkele radioactieve stoffen van nature in de aardkorst aanwezig zijn en de aarde voortdurend wordt bestraald vanuit de ruimte. Tengevolge van de toepassing van ioniserende straling en radioactieve stoffen worden de 'radiologische werkers' en soms de bevolking onderworpen aan een extra stralingsbelasting. Sommige toepassingen kunnen een verhoging van de
radio-activiteit - een besmetting - van de biosfeer veroorzaken. In hoeverre zijn deze veranderingen voor de mens en voor zijn omgeving nadelig? Hoe kunnen wij onszelf en onze omgeving tegen de inwerking van ioniserende straling beschermen? Is het nut van 'straling' en kernenergie zo groot dat eventuele nadelen op de koop toe genomen kunnen worden of zijn juist de nadelen zo groot dat vele toepassingen beter verboden kunnen worden? De stralings-hygiëne probeert een wetenschappelijk gefundeerd antwoord te geven op deze vragen en een systeem voor een beslissingsprocedure te ontwerpen.
De nadelige gevolgen van bestraling kunnen zowel het lichaam van het bestraalde individu zelf betreffen (somatische effecten) als zijn nageslacht (genetische effecten). De somatische effecten zijn te onderscheiden in gevolgen die binnen enkele weken na de bestraling optreden en gevolgen die zich eerst na maanden of jaren openbaar maken. Vergelijking van straling met andere schadelijke agentia doet zien dat zich ook daarbij snel waarneembare gevolgen kunnen voordoen, zoals verbrandingen en door bijtende chemische verbindin-gen teweeg gebrachte schade, maar dat zij ook eerst na jaren hun effect kunnen doen gevoelen, zoals kwartsdeeltjes (sru.cosis), benzol (leukemie) of door waterleidingen, luchtverontreiniging of verf veroorzaakte loodvergif-tiging. Ook de verspreiding in het milieu vindt voor radioactieve stoffen en voor schadelijke chemische verbindingen (DDT, kwikverbindingen) op vergelijkbare wijze plaats. Omvangrijke studies over de invloed van straling op alle vormen van biologisch materiaal (virussen, bacteriën, cel- en weefsel-cultures, planten en dieren) hebben ons een inzicht in deze materie gegeven, dat gunstig afsteekt bij het bestaande inzicht over andere schadelijke agentia.
De bescherming van het individu, van bevolkingsgroepen en van het milieu is het oogmerk van een aantal beroepen en disciplines zoals de arbeids-geneeskunde, de bedrijfsveiligheid en de milieuhygiëne, die, evenals de stralingshygiëne, een multidisciplinair karakter hebben. De bescherming tegen ongewenste effecten van ioniserende straling neemt onder deze disciplines een aparte plaats in; het eigen karakter van dit onderwerp wordt onder meer bepaald door de vereiste specialistische kennis ten aanzien van een aantal onderwerpen. De belangrijkste zijn:
1. de stralingsfysica, 2. de stralingsdosimetrie,
3. de radiobiologie, stralingsgenetica en de epidemiologie van groepen be-straalde personen,
4. het metabolisme van radioactieve stoffen in de mens, 5. het gedrag van radioactieve stoffen in de biosfeer.
Voor de meeste van deze onderwerpen moet een geheel eigen, op het doel, de bescherming, gericht systeem worden ontwikkeld, temeer daar de stralings-hygiëne veelal een pioniersfunctie heeft vervuld in vergelijking met de ontwik-kelingen ten aanzien van de bescherming tegen andere schadelijke agentia. De stralingshygiëne is uniek in die zin dat - op enkele uitzonderingen na - de eventuele schadelijke gevolgen van de verschillende toepassingen zijn geëvalu-eerd vóórdat de toepassingen werden gerealisgeëvalu-eerd. Wij constateren een voor-zichtige instelling tegenover straling -en soms een overdreven vrees voor stra-ling - die verband houdt met de emotionele gevoelens tegenover de gevreesde effecten (genetische effecten, kankerinductie ), de mogelijke militaire toepas-sing van de kernenergie en de projectie van de angst voor de algemene tech-nologische ontwikkeling in onze maatschappij op de industriële toepassing van de kernenergie.
Er is vaak een groot verschil tussen de perceptie van het risico en de werke-lijke grootte van dat risico.
De emotionaliteit ten opzichte van straling heeft ertoe geleid, dat toepas-singen die minieme veranderingen in de van nature aanwezige stralenbelasting
veroorzaken, aan een scrupuleuze evaluatie worden onderworpen. Deze
evaluatie wordt vereist door de in de meeste Westerse landen geldende wet-geving, die vrijwel alle toepassingen aan een vergunningsprocedure onderwerpt. In Nederland zijn de wettelijke regelingen gebaseerd op de Kernenergiewet en haar uitvoeringsbesluiten, waarvan in de eerste plaats het Radioactieve-Stoffen
Besluit (RASB) en het Toestellenbesluit moeten worden genoemd.
1.2.
Specialistische kennis
Bij een bestraling van een mens, een dier of een levenloos voorwerp wordt door de straling energie naar het voorwerp getransporteerd. Van deze energie blijft een deel in het voorwerp achter (de geabsorbeerde energie), een deel wordt in de vorm van verstrooide straling in een andere richting uitgezonden, terwijl soms een deel geen interactie ondervindt en het lichaam ongemoeid passeert. Uiteraard zijn bij het nauwkeurig volgen van dit proces de stralings-fysische wetten die de wisselwerking van de straling met de materie beschrijven van belang, evenals de methodieken die ons ter beschikking staan voor het detecteren en meten van de straling.
Het is nu gebleken dat de per massa-eenheid geabsorbeerde energie de meest geëigende grootheid is om de invloed van straling op de levende materie, het bij mens en dier aangebrachte letsel, te beschrijven. Deze grootheid wordt
heeft de grootheid de dimensie J /kg, maar meestal word t een speciale eenheid gebruikt, de rad. De S.1. eenheid is de gray (Gy).
1 rad =
rbo
J/kg 1 Gy = 1 J/kg.Omdat de biologische effectiviteit van sommige soorten straling zoals neutronen en protonen, groter is dan die van röntgen- en gammastraling wordt soms gebruik gemaakt van het dosisequivalent, verkregen uit de dosis uitgedrukt in rad, door vermenigvuldiging met een kwaliteitsfactor (Q ).
dosisequivalent = dosis x Q.
De eenheden die gebruikt worden voor het dosisequivalent zijn de rem en de SJ. eenheid sievert (Sv).
rem = 1 rad
Q
1 Sv =LQl
Q
aantal rem = aantal rad x Q aantal Sv = aantal Gy x Q. De hier beschreven grootheden en eenheden zijn slechts door een langzame en moeizame ontwikkeling ontstaan uit andere, waarvan de röntgen de bekendste is. De nauwkeurige studie van de processen die bij afgifte van stralingsenergie een rol spelen en de ontwikkeling van geëigende meetmethoden wordt stralingsdosimetrie genoemd. Een bijzonder onderdeel hiervan is de bestudering van de energie-afgifte van in het lichaam opgenomen radioactieve nucliden, de dosimetrie van de inwendige besmetting. Het blijkt dat de groot-heid dosis en waar nodig dosisequivalent steeds als maatstaf kan worden ge-bruikt. Hierdoor is het mogelijk iedere stralingsbelasting in deze grootheid uit te drukken en ook normen in deze grootheid vast te leggen. Tevens wordt het mogelijk een vergelijking te maken met de van nature aanwezige stralings-belasting, die voor bevolkingsgroepen die op zeeniveau leven ongeveer 2 milliSv per jaar bedraagt, terwijl deze natuurlijke achtergrond voor vrij grote bevolkingsgroepen 2 à 3 maal zo hoog is, hetzij door de kosmische straling, hetzij door grotere concentratie van radioactieve stoffen in de bodem.
De vroege somatische effecten treden alleen op na relatief hoge dosis, boven een drempeldosis gelegen. Door een goede organisatie van het werk is het in de praktijk steeds mogelijk ervoor te zorgen dat de blootstelling onder deze drempeldosis blijft, ongevallen uitgezonderd. Het is niet bekend of late effecten (inductie van leukemie en kanker) ook alleen optreden na de over-schrijding van een drempeldosis. Uit de bestudering van kankerinductie door straling bij proefdieren en de zorgvuldige evaluatie van groepen van bestraalde personen (o.a. overlevenden van de kernwapenexplosies in Japan, patiënten bestraald voor de behandeling van bepaalde ziekten, groepen personen die
be-smet werden met radioactieve nucliden) en uit overwegingen van praktische aard is men tot de overtuiging gekomen dat voor de stralingsbescherming een lineaire dosis-effectrelatie als werkhypothese moet worden gebruikt.
Dit moet zó worden begrepen dat de 'van nature' aanwezige kans voor een individu om in de rest van zijn leven deze ziekten te krijgen door bestraling wordt verhoogd en dat de grootte van die extra kans evenredig is met het over het gehele lichaam ontvangen dosisequivalent. Men spreekt van een sto-chastisch effect.
Indien de bestraling van het lichaam inhomogeen is, zoals dat in het bij-zonder bij inwendige besmetting optreedt, kan onderscheid worden gemaakt in de stralingsgevoeligheid van de verschillende organen. Zo is de gevoeligheid voor kankerinductie van de long groter dan van de schildklier bij hetzelfde dosisequivalent, berekend als gemiddelde over het gehele orgaan. Op grond hiervan zijn gewichtsfactoren -wT- vastgesteld voor verschillende organen van het lichaam met betrekking tot de stochastische effecten en kan een do-sis op een of meer organen worden omgerekend tot een effectief dodo-sisequi- dosisequi-valent HE:
HE = ~ wTHT (zie tabel 4.2 en 6.4).
T
Op grond van deze hypothese dat er een lineair verband bestaat tussen het (effectieve) dosisequivalent en de kans op kankerinductie kan het risico van een bepaald effectief dosisequivalent worden berekend en vergeleken met andere risico's in het beroep of in het leven in het algemeen. Op grond van die vergelijking is men gekomen tot de 'norm' dat beroepshalve blootstelling aan straling moet worden beperkt tot 50 mSv (HE) per jaar.
Een probleem apart vormen de veranderingen in het genetische materiaal welke door ioniserende straling teweeg worden gebracht. Hoewel de geneti-sche effecten sinds de ontdekking door Müller in 1927 het onderwerp vormen van uitgebreide biologische onderzoekingen, blijven zij het moeilijkst te eva-lueren risico. Ook de genetische effecten zijn van stochastische aard.
De mate waarin de mens radioactieve nucliden opneemt wordt bepaald door het menselijk metabolisme. Geloosde radioactiviteit zal tenslotte de bevolking kunnen bereiken. Behalve het metabolisme is dan de verspreiding in de biosfeer bepalend; laatstgenoemd aspect valt echter buiten de opzet van dit boek. In dit boek worden enkele eenvoudige modellen en berekenings-wijzen voor het metabolisme en de dosimetrie voor de inwendige besmetting gegeven. Onder meer uit didactische overwegingen wordt daarbij zowel het in
1959 ingevoerde systeem (ICRP-2) besproken, als het in 1980/81 gepubli-ceerde systeem (ICRP-30).
1.3.
Historische ontwikkelingen
Ook historisch gezien heeft de bescherming van de mens tegen ioniserende straling een eigen ontwikkeling gehad. Aanvankelijk werd de straling vrijwel uitsluitend toegepast in de geneeskunde voor diagnostische en therapeutische
13 doeleinden. De noodzaak van de bescherming van de arts tegen voortdurende bestraling bij de uitoefening van zijn beroep werd in de jaren twintig onderkend en door aanbevelingen van diverse nationale en internationale commissies onderstreept. Omstreeks de tweede wereldoorlog veranderde deze situatie door de ontdekking van de kernsplijting (0. Hahn en F. Strassmann, 1938), de kernreactor (E. Fermi, 1942) en de atoombom (eerste atoomexplosie, 1945). De enorme inspanning voor de ontwikkeling van kernwapens maakte radio-actieve besmetting tot een wereldomvattend milieuhygiënisch probleem. De ontstaanswijze van de radioactieve materialen bij de ontploffing van een kern-wapen en hun verdeling over de atmosfeer, de neerslag op vrijwel het gehele aardoppervlak, de opname in de voedselketen en het vóórkomen in de mens zijn alle onderwerp van uitvoerige studies geweest.
Het probleem van de radioactieve neerslag ('fall out') is thans in omvang sterk afgenomen, maar de ontwikkeling van de kernenergie komt daarvoor in de plaats. De lozing van langlevende nucliden zoals 85 Kr en tritium vraagt
nu de aandacht. Ditmaal staat de radioactiviteit in een Igunstiger licht; het ziet er naar uit dat de massale energieproductie door de opwekking van kernenergie een veel geringere belasting van het milieu zal geven dan de verbranding van fossiele brandstoffen, hoewel het probleem van het radioactief afval de nodige aandacht vereist. Deze onderwerpen vallen echter buiten de opzet van
dit boek.
Aanvankelijk was dus de bescherming van de mens tegen straling voornamelijk van belang voor de medische specialisten die de straling toepasten. Het is dan ook niet verwonderlijk dat uit hun kring een internationale commissie voort-kwam ( 1928 ), thans genoemd de International Commission on Radiological Protection, IeRP, die dit probleem bestudeerde en aanbevelingen publiceerde.
Na de stormachtige wetenschappelijke ontwikkeling tijdens en na de tweede wereldoorlog is deze organisatie blijven bestaan en heeft in haar rapporten niet alleen het langzamerhand groeiende systeem van nationale en internationale regels en gewoonten geformuleerd, maar ook ertoe bijgedragen hieraan vorm te geven.
In de laboratoria waar de nieuwe wetenschappelijke en technische onder-zoekingen rondom de kernsplijting plaats vonden, ontstond een nieuwe en andere interesse in de praktische bescherming tegen straling en besmetting met radioactieve stoffen. Geleidelijk is nieuwe apparatuur ontwikkeld, geschikt voor het meten van de mate van blootstelling. Deze 'monitors' dienden de juiste dosimetrische eigenschappen te hebben en draagbaar te zijn. Dit laatste geldt in het bijzonder voor de filmbadge, de pendosimeter, de vinger-dosimeter en de draagbare luchtbemonsteringsapparatuur. Er zijn beveiligings-middelen ontwikkeld die kunnen bestaan uit eenvoudige loodmuren en handling tools, tot ingewikkelde 'master-slave' combinaties voor de bescherming tegen directe straling. Besmetting van personen wordt voorkomen door het dragen.
van persoonlijke beschermingsmiddelen (handschoenen, maskers) en door de laboratoriuminstallatie (zuurkasten, gloved boxes, laboratoriumventilatie ), terwijl de omgeving in sommige gevallen moet worden beschermd tegen de
lozing van radioactieve stoffen door het gebruik van geraffineerde
filter-combinaties. De in het kort geschetste ontwikkeling van wetenschap en techniek leidde tot het ontstaan van een aparte discipline, de stralingshygiëne , in de Angelsaksische landen als "Health Physics" of "Radiation Protection" aangeduid. Het omvat het geheel van wetenschappelijke kennis en praktische middelen waarmede de mens en de omgeving waarin hij leeft beschermd worden tegen de schadelijke effecten van straling. Het is een interdisciplinaire wetenschap, die de behoefte van de maatschappij aan kernenergie, het gebruik van radio-actieve stoffen en de toepassing van andere stralingsbronnen afweegt tegen de mogelijke somatische en genetische schade, rekening houdende met de mogelijkheid van controle en beveiliging. Hierbij spelen nationale en inter. nationale organisaties (richtlijnen, normen, overeenkomsten en wetgeving) een belangrijke rol. Er is een uitgebreide vakliteratuur ontstaan en in de meeste landen bestaan bloeiende verenigingen. In Nederland is in 1959 de Nederlandse Vereniging voor Stralingshygiëne opgericht, die deel uitmaakt van de IRP A (International Radiation Protection Association).
1.4. Doel en inhoud van dit boek
Dit boek geeft een inleiding tot de stralingshygiëne. De inhoud is aange-past aan de eisen die worden gesteld aan het deskundigheidsniveau 3, zoals dat door het Ministerie van Volkshuisvesting, Ruimtelijke Ordening en Milieu-beheer wordt gehanteerd ten aanzien van deskundigheidseisen bij het verlenen van vergunningen op grond van de Kernenergiewet.
De nadruk valt speciaal op die punten welke van belang zijn voor een juiste, en dus veilige, organisatie van het werk in de laboratoria. De principes, waarmede de veiligheidsvoorzieningen nodig voor het uitvoeren van diverse werkzaamheden kunnen worden beoordeeld, worden uiteengezet. Het gebruik van de vele bestaande praktische handleidingen wordt door verwijzingen aangemoedigd.
Na deze inleiding wordt allereerst in hoofdstuk 2 de wisselwerking van straling met materie behandeld. Er wordt van uitgegaan dat de fenomeno-logische stralingsfysica bekend is, en alleen de onderwerpen van direct belang voor de stralingsdosimetrie worden besproken.
Hoofdstuk 3 geeft een inleiding in de dosimetrie; de dosimetrie van de inwendige besmetting wordt in hoofdstuk 7 behandeld. Nadat in de hoofd-4 en 5 achtereenvolgens de biologische gevolgen en de van nature aanwezige stralingsbelasting zijn besproken, is de basis gelegd voor een behandeling van de normen voor blootstelling in hoofdstuk 6. In dit hoofdstuk zijn de uitgangs-punten en basisgedachten van de IeRP te vinden.
Hoofdstuk 7 (inwendige besmetting) en hoofdstuk 8 (meetmethoden) ronden de theoretische basis af. In het bijzonder zijn in hoofdstuk 7 de grondlijnen van het ICRP systeem voor de behandeling van de illwendige besmetting op eenvoudige wijze uiteengezet. In hoofdstuk 9 en 10 wordt de bescherming tegen uitwendige bestraling en t~gen inwendige besmetting behandeld. Hoofdstuk 11 geeft een overzicht van de praktische
stralings-hygiëne en tenslotte worden in hoofdstuk 12 de in Nederland geldende wettelijke regelingen besproken.
Het is van belang zich te oefenen in de toepassing van het besprokene door het maken van de bij ieder hoofdstuk gegeven vraagstukken. Het boek is geschreven als collegedictaat en wordt als zodanig gebruikt bij de aan het
IRI gegeven cursus stralingsbescherming. Stralingsbescherming is echter een vak dat men in de praktijk moet leren. Als een eerste stap in de praktijk wordt bij de cursus een praktikum gegeven, een onontbeerlijke aanvulling bij de collegestof voor het verkrijgen van een goede opleiding.
2. WISSELWERKING VAN STRALING MET MATERIE
2.1.
Radioactiviteit
In 1896 werd door Becquerel ontdekt dat sommige stoffen spontaan stra-ling uitzenden, die een fotografische plaat zwart. Dit verschijnsel werd later radioactiviteit genoemd. Verder onderzoek wees uit dat deze straling lucht ioniseert, vandaar de naam 'ioniserende straling' (Penetrerende of energierijke straling zou een juistere benaming zijn geweest, omdat bijv. UV-straling ook lucht ioniseert en hier niet bedoeld wordt). Verder onderzoek toonde aan, dat men een onderscheid kan maken tussen ioniserende straling bestaande uit een stroom van deeltjes (a-,j3-deeltjes) en elektromagnetische straling (r-stra-ling, voor zover afkomstig uit de atoomkern; röntgenstraling voor zover af-komstig uit de elektronenwolk). Ook deze laatste is echter te beschouwen als een stroom van deeltjes (fotonen).
De radioactiviteit van een nuclide wordt veroorzaakt door kerntransmuta-ties. Onder de activiteit A van een hoeveelheid radioactief nuclide (N atomen) wordt verstaan het aantal spontane kern transmutaties per seconde.
dN
A =
-dt
met als eenheid de becquerel (Bq)
I Bq = I S-1
of de curie (Ci)
I Ci = 3,7 x 1010 Bq.
(2.1 )
Een kern transmutatie is een verandering van een nuclide (zie vervalschema in fig. 2.1), waaronder ook een isomere overgang wordt verstaan. De kern gaat over in een andere energietoestand; het verschil in energie tussen de eerste en tweede toestand komt vrij.
Voor het radioactieve verval van een nuclide gelden de formules dN = - À N dt
N = N e-Xt
t 0
À = In 2 = 0,693
T
T
waarin À = vervalconstante [tijd-I] van het nuclide T = de halveringstijd van het nuclide
(2.2)
(2.3)
No en Nt het aantal atomen van het beschouwde nuclide, aanwezig op de tijden
°
en t.In een gram van een nuclide komen NA/A atomen voor (NA = getal van Avogadro, A = massagetal van het nuclide), en dus ÀNA/A kerntransmutaties per seconde. De specifieke activiteit (activiteit per gram) van een zuiver nuclide is dus
en
T
UZIt
..i.. r Bq.g-I A x 3,7 x 1010 À x 6,022 X 1023 A 4,17 X 1023 TA 1,63 X 1013~
Ci.g-I A 1,13 X 1013 TA - I CLg . -9::":5:---"'\.65.5 d 40Zr
55"-Irt
~
"- ,rJ:
0.7~69 0397 .6',-4S.5" •I
0364 p:-~.S" \ : O· 0'.1 0.124< Y,ce, O.886.6'i I.n 1.121 .6'. 0.4$ YP.I
IV o· 0.23~4.
-r.c.e, 3.61d 95 0 35.1 d".:?~
41Nb54\~
6~.:l d 3.61 d 3:l.1 d 01597 p:- 99.96"J\
I
0.9255 Pi 0.04" y Ct (95Zr) (95_ Nb) (9~Nb) o Sta bie 95Mo 42 53 (2.4)Fig. 2.1. Voorbeeld van een vervalschema.
!~ Zr vervalt naar !~ Nb waarbij in totaal een energieverschil van 1,121 Me V beschikbaar is.
Het verval geschiedt via 4 verschillende p--spectra, waarbij de maximale
ener-gieën Em zijn af te lezen, alsmede de procentuele verdeling van de kernmuta-ties over deze spectra; f3:3 - geeft aanleiding tot een metastabiele toestand
95m
41 'Nb, die een levensduur heeft van 3,61 d. Door uitzending van een 'Y-quant (')'1) gaat de metastabiele toestand over naar de grondtoestand,
even-als de andere aangegeven niveau's via 'Y2 en 1'3' Ieder van deze 'Y's geeft aanleiding tot conversie-elektronen (cel' ce2 en ce3)'
De energieverschillen (in MeV) tussen de geëxciteerde toestanden van :~Nb (dunne horizontale lijnen) en de grondtoestand (dikke lijn) zijn rechts boven de betreffende niveaus aan§egeven.
Het verval van 95Nb naar sMo is op overeenkomstige wijze aangegeven. (Ontleend aan NucJear Data Tables, Section A, 1970.)
Door de kern transmutatie ontstaat uit het oorspronkelijke nuclide Nl een dochternuclide N2 dat zelf eveneens radioactief kan zijn. Men heeft dan te maken met een voorbeeld van een radioactieve reeks. Indien de dochter N3 van N2 stabiel is heeft men de volgende differentiaalvergelijkingen
dNl
= _
À Ndt 1 1
dN2 = À N À N
dt 1 1 - 2 2 (2.5)
Voor de oplossingen van dit stelsel vergelijkingen -en van overeenkomstige voor langere reeksen - zij verwezen naar één der bekende handboeken (bijv. Friedlander, Kennedy en Miller, Nuclear and Radiochemistry), zie de litera-tuurlijst.
Fig. 2.2. Deeltjesfluentie op tltln afstand r van de puntbron.
Een puntbron in de oorsprong 0 zendt N deeltjtls uit. Hitlrvan trtlffen er N/41Tr2 de opptlrvlakte-eenheid op een afstand van r loodrecht op de voortplantingsrichting van de deeltjtls. In een laagjtl mattlriaal ttlr dikte dX op de oppervlakte-eenheid aangebracht zullen een aantal dN = N 2 IJ dx deeltjes in wisselwerking treden (zie vgl. 2.22). 41T r
Indien een puntbron N deeltjes alzijdig uitzendt (fig. 2.2), homogeen verdeeld over alle richtingen, ieder met een energie E, dan bedraagt het aantal deeltjes dat een oppervlakte-eenheid loodrecht op de bewegingsrichting op een afstand r van de puntbron passeert
cf> = N
41Tr2 • (2.6)
<I> de deeltjesfluentie (fluence) en NE
'Ir=4~' rrr (2.7)
de energiefluentie. De fluxdichtheid of het fluentietempo (flux density or fluence rate) is I{) = d<l> dt en de energiefluxdichtheid '" =
d'lr
.
dt (2.8) (2.9) In (2.8) en (2.9) is dt een tijdsinterval. In de kernfysica wordt de fluxdicht-heid veelal aangeduid met 'flux'. Onderstaand voorbeeld geeft een uitwerking van deze betrekkingen. De afhankelijkheid van <I> en 'Ir van het kwadraat van de afstand wordt wel aangeduid als de 'kwadratenwet'. Deze eenvoudige wet speelt in de stralingsbescherming een zeer belangrijke rol.Voorbeeld BO CO _ _ _ ~)O,312M.V 1, (100")
ll"7
MeV 12 (100") J 1,33 MeV BONi (SlIbiel)Een puntbron van I Ci 60 Co veroorzaakt op I meen fluentietempo
I{) = 5,89 xl09 fotonen m-2s-1
en een energiefluxdichtheid van de gamma-straling
'" = 7,36xl09 MeVm-2s-1.
In een situatie waarin de deeltjes willekeurig uit alle richtingen komen is het noodzakelijk de fluentie anders te definiëren. Men beschouwt dan een bol waarvan de doorsnede een oppervlak da heeft, Onder de fluentie wordt verstaan het aantal deeltjes dN dat deze bol binnentreedt, gedeeld door da:
<I> = dN.
da (2.10)
In het speciale geval van een evenwijdige bundel is de fluentie volgens deze definitie gelijk aan het aantal deeltjes dat een oppervlakte-eenheid passeert in een plat vlak loodrecht op de bundel; dit komt overeen met de bij (2.6) gehanteerde definitie.
Indien de deeltjes isotroop uit alle richtingen komen is het aantal dat een doorsnede van de bol passeert !<I> per oppervlakte-eenheid. Dit is in te zien door te bedenken dat het boloppervlak viermaal zo groot is als de doorsnede, en dat een deeltje dat de bol doorkruist tweemaal door het boloppervlak gaat.
Per oppervlakte-eenheid gaan dan door het boloppervlak 2 x ~<I> deeltjes, en dus ook door iedere oppervlakte-eenheid binnen de bol. Denkt men nu een vlak plaatje materiaal in zo'n isotroop stralingsveld, dan vallen op dit plaatje ~<I> deeltjes per oppervlakte-eenheid. De gemiddelde weglengte van de deel-tjes door zo'n plaatje is groter dan de dikte d van het plaatje; een wiskundige berekening levert hiervoor de waarde 2d. Aangezien het aantal interacties van een deeltje met de atomen van een materiaal evenredig is met de weglengte door het materiaal, zal het aantal interacties in een isotroop stralingsveld even groot zijn als in een evenwijdige bundel met dezelfde fluentie <1>. Men kan aantonen, dat dit laatste eveneens geldt voor een willekeurig niet -iso-troop stralingsveld met dezelfde waarde voor de fluentie <I> (zie Health Physics 34(1978),p.7l5).
Voor de volledige definities van de hier genoemde grootheden zij verwezen naar de publicatie van de International Commission on Radiation Units and Measurements (ICRU), Report 33 (1980).
Definities en omschrijvingen, alsmede Nederlandse vertalingen van te gebruiken grootheden zijn ook te vinden in de publicatie van het Nederlands Normali., satie-instituut "Benamingen en definities op het gebied van de kemweten-schappen NEN 3297" (1970).
2.2.
Wisselwerking van geladen deeltjes
De wisselwerking van geladen deeltjes met materie vindt voor een belang-rijk deel plaats door een interactie van de lading van het deeltje met de elektronen in het materiaal (coulomb-interactie).
We stellen ons voor dat een geladen deeltje met energie E op een dun laagje materie ter dikte ~x valt. Het deeltje zal dan gedurende zijn passage door het laagje een groot aantal interacties (botsingen) ondergaan en zal per interactie een klein deel van zijn energie afstaan en enigszins van rich-ting veranderen. De energieoverdracht ~E bij doorgang door ~x zal min of meer geleidelijk plaatsvinden langs de afgelegde weg. We kunnen spreken van een lineaire energieoverdracht (linear energy transfer) of met een door de Nederlandse Normalisatie Commissie ingevoerd neologisme, van lineièk energieverlies S.
~E dE
S=lim =
-~x+O ~x dx (2.11)
In vele gevallen heeft het voordelen ~x met de specifieke dichtheid p te vermenigvuldigen, waardoor het lineièk energieverlies per massadichtheid wordt verkregen:
S dE
(2.12)
--P pdx
Het voordeel van het gebruik van p dx in plaats van dx is tweeledig. Experimenteel is pdx door weging nauwkeuriger vast te stellen. Voorts is het
resultaat,
Sip,
minder afhankelijk van de materiaalsoort, aangezien deze groot-heid voornamelijk afhankelijk is van de elektronendichtgroot-heid.- De grootheid
Sip
wordt ook het remmende vermogen per massadichtheid (mass stopping power) van het materiaal genoemd. Het energieverlies vindt plaats door afgifte van een meer of minder grote energie aan de elektronen van het materiaal. Indien de afgegeven energie niet groot genoeg is om een elektron vrij te maken uit het atoom, zal een geëxciteerd atoom achterblij-ven, dat onder uitzending van röntgenstraling kan terugvallen in de grond-toestand. Ook is het mogelijk dat de energie een verandering in een che-mische binding of in de kristalstructuur veroorzaakt. Indien de overgedragen energie groot genoeg is wordt het elektron vrijgemaakt en zal het zich ver-plaatsen in het materiaal, op zijn beurt excitaties en ionisaties veroorzakend.Deze secundaire elektronen, deltastralen genoemd, zullen veelal een zeer korte dracht hebben (10 keV elektronen hebben in water een dracht van 2,6 Jlm).
Indien de energie van de deltastralen zeer gering is vormen zij 'clusters', enkele bij elkaar gelegen ionen. Het resultaat is dat in een cylinder rond de baan van het primaire elektron een 'energiespoor' wordt achtergelaten, waar-in de energie onregelmatig is verdeeld waar-in 'pakketjes' en aftakkwaar-ingen rond de deltastralen (zie fig. 2.3).
j
inyallend deeltje : } enkely~d.ige ionisaties • of excltlt~'.
:~CIUst."
,.'
e. :~..
~ • ' - - deltastrul."
Fig. 2.3. Diagram van de baan van een ioniserend deeltje, zie tekst. (overgenomen uit ICRU-16)
Geladen deeltjes met zeer hoge snelheid verliezen ook energie door inter-actie met het coulombveld van een atoomkern in de vorm van elektromagne-tische straling. De opgewekte straling wordt remstraling genoemd; in de praktijk is dit proces alleen van belang voor (positieve en negatieve) elektronen.
Andere directe wisselwerking tussen de kern en het geladen deeltje is meestal te verwaarlozen, zodat:
col = collision = energieoverdracht aan elektronen door botsingen rad
=
radiation=
energieverlies door remstraling.Bij benadering geldt voor elektronen
(~td
_
EZ ( dE) - 800 dx col (2.14)waar E de energie van het elektron in Me V en Z het atoomnummer van het materiaal is.
In water zijn de stralingsverliezen van elektronen alleen belangrijk bij hoge energie (zie tabel 2.2), maar in zware materialen zoals lood wordt het stralingsverlies al belangrijk bij een deeltjesenergie van een paar MeV. Het lineieke energieverlies van elektronen is weergegeven in fig. 2.4 en 2.5.
Hierin is te zien hoe Scol afneemt met toenemende elektronenenergie; de afname wordt boven 1 à 10 MeV gecompenseerd door de toename van Srad'
100 dE 70 pdx 40 MeV cm2g-1 20 10 7 4 't." ~
..
~"'"
.'.
" ,~
..
~~"
~ ~r:-. 2..
...
1.0 I ::.~~.
~.
_
-
....
-
..
~ -'"" ...
/' .' /~V ..,
/&.. {i d-
~-U HIJ Ar bot spierweefsel 0.01 0.02 0.04 0.07 0.1 0.2 0,4 0,7 1,0 2 4 7 10 20 40 70 100 - -_ _ - Energie E (MeV) Fig. 2.4. Lineïek energieverlies per massadichtheid van elektronen in verschillendemate-rialen. De sterke toename bij de hogere energieën wordt veroonaakt door de
stralingsverliezen.
De fractie g van de op een absorber opvallende elektronenenergie die in remstraling wordt omgezet is bij benadering te berekenen met de formule
G
.~. ~~-"g
~x
10-3 ZEo (2.15)waarin Z = atoomnummer van het absorberende materiaal Eo
=
energie van de opvallende elektronen in MeV.Hierbij wordt aangenomen dat de elektronen volledig in het absorberende materiaal worden geremd. Uit (2.15) is af te leiden, dat voor rem straling afkomstig van door een nuclide uitgezonden j3-straling met maximale energie Em (MeV) bij benadering geldt
'2..2 g
=
'M
X 10-4 ZEm ' -/UJ l.v '--17
(> -f""
i.h.: ISz, (2.16) immers voor een continu j3-spectrum is de gemiddelde energie ca. Of3)Em ,dE pd. MeV cm2g-1 dE pd. MeV cm2g-1 dE pd. MeV·cm 2g-1 20 10
~
8 6 5 4 3 2 1,0 20 ~ 10 -~ 8 6 5 4 3 2 1,0 20 ~ -~ 10 8 6 5 4 3 2 1,0 0,01"
I"' KOPER ...:--...
1"_"-ï
I r-;: ALUMINIUM ~...
"'"
...1'--~
-...
WATER -r-.......
,." I 2. 3 4 5 6 7 8 0,1 2 3 4 567 8 1,0 Energie MeVFig, 2,5, Het remmend vermogen van koper, aluminium en water voor elektronen
(positonen en negatonen) als functie van de elektronenenergie.
Overgenomen uit NBS circular 577.
-terwijl de laag-energetische elektronen minder effectief zijn in de productie
van remstraling. Behalve deze 'externe' remstraling wordt bij {3+, {3- en
elektronvangst ook 'interne rem straling' afgegeven door wisselwerking van
het elektron met het veld van de kern waarin het ontstaat. Voor 32p is de in interne remstraling omgezette energie per kernmutatie ongeveer 1,6 keV.
De door rem straling ontstane fotonen kunnen iedere energie tussen 0 en Eo ' resp. Oen Em krijgen. De verdeling van de totale stralingsenergie over dit spectrum is af te lezen uit tabel 2.1.
Tabel 2.1. Genormaliseerde verdeling van foton energie E in remstraling. Fractie van de totale remstralingenergie opgewekt in de aangegeven energie-intervallen door mono-energetische elektronen met beginenergie Eo of door een ~-spectrum met maximale energie Em' Er is volledige afremming van de elektronen in het materiaal verondersteld. *)
fractie van remstralingsenergie opgewekt in energie-interval
E E mono-energetische ~-spectrum met
- o f - elektronen, energie Eo max. energie Em
Eo Em 0-0,1 0,27 0,43 0,1 - 0,2 0,21 0,26 0,2 - 0,3 0,16 0,15 0,3 - 0,4 0,12 0,083 0,4 - 0,5 0,09 0,043 0,5 -0,6 0,065 0,020 0,6 - 0,7 0,045 0,007 0,7 - 0,8 0,028 0,002 0,8 -0,9 0,011 0,0003 0,9 - 1,0 0,004
<
10-4*) Gegevens afgeleid van Handbook of Radiological Protection, fig. 3.3 (3).
Tabel 2.2. Lineïek energieverlies per massadichtheid
Sip
en dracht Rp vanelektronen in water (ICRU-16).
Elektronenenergie
Sip
(MeV cm2 g-I)Rp
(MeV) botsing straling (g cm-2 )
0,01 23,2 - 2,5 x 10-4
0,1 4,2 - 1,4 x 10-2
1 1,87 0,01 0,43
10 2,00 0,18 4,88
100 2,20 2,40 32,5
Tabel 2.3. Lineïek energieverlies per massadichtheid
Sip
(MeV cm2 g-I) en dracht Rp (g cm-2) van geladen deeltjes in lucht.Energie Elektronen (e-) Protonen a-deeltjes
(MeV)
Sip
Rp
Sip
RpSip
Rp0,01 19,7 2,9 x 10-4
0,1 3,63 1,6 x 10-2 660 1,8 X 10-4 1240 2,4
x 10-
4I 1,68 0,49 220 2,9 x 10-3 1830 6,6 x 10-4
25 2.2.1. Dracht van elektronen
Indien een materiaal wordt bestraald met mono-energetische elektronen zullen deze doordringen tot een bepaalde diepte, die voor ieder elektron afzonderlijk afhankelijk is van de mate waarin het elektron wordt verstrooid. De maximale diepte noemt men de dracht van deze elektronen (R). De dracht Rp uitgedrukt in g cm - 2 (R in cm en de dichtheid ping cm - 3 ) is vrijwel gelijk voor verschillende materialen (zie fig. 2.6). Meestal wordt de dracht in aluminium gegeven, waarna men door omrekening voor andere materialen de dracht in cm berekent. Deze benadering is echter alleen te gebruiken, indien het energieverlies van de elektronen grotendeels door wisselwerking met de elektronen van het materiaal plaatsvindt. Naarmate de energie E van de elektronen en het atoomnummer Z van de absorber hoger zijn neemt het aandeel van de remstralingsverliezen toe (zie vgl. 2.15).
Energie (MeV)
i • i ' "'j ;; "1
Fig. 2.6. Dracht van elektronen als functie van hun energie in aluminium (getrokken lijn), waterstof, helium, stikstof en koper.
De dracht van de deeltjes van het continu spectrum van een {3-actief nuclide is gelijk aan de dracht van mono-energetische elektronen met dezelfde energie als de maximale energie Em van het spectrum. De volgende benade-ringsformules voor het verband tussen de dracht Rp (g cm -2) en de energie
E van elektronen of de maximale energie van het {3-spectrum, Em' beide uitgedrukt in MeV kunnen voor afschermingsdoeleinden worden benut.
0.+15 ",
Rp
=
0,542 E- 0,133 g cm-2voor E
>
0,6 MeV (regel van Feather). (2.17) Hieruit leidt men als 'vuistregel' af, dat voor niet te lage waarde van E (in MeV) geldtIn de meeste gevallen is een afscherming ter dikte van 1 g cm - 2 voldoende
voor {j-straling: 90Sr - 90y heeft van de gangbare {j-stralers de hoogste maximale energie (Em = 2,27 MeV).
Bij gebruik van afschermingsmaterialen met hoog atoomnummer Z moet met vooral bij 'harde' {j-stralers rekening houden met remstraling; soms verdient het aanbeveling de bron eerst te omgeven met licht materiaal. Aan de hand van de fractie van de elektronenenergie die wordt omgezet in rem-straling (zie formule 2.16) kan men een schatting maken van het exposie-tempo veroorzaakt door de remstraling (zie hoofdstuk 3). De voorafgaande beschouwing is zowel op negatonen als op positonen van toepassing. Bij positon en vindt aan het einde van de baan echter een annihilatieproces plaats, hetgeen gepaard gaat met uitzending van twee fotonen van 0,51 MeV. 2.2.2. Energieverlies en dracht van protonen en a-deeltjes
Het lineïeke energieverlies doot botsing is sterk afhankelijk van de lading Z van het invallende deeltje (~Z2). Indien het energieverlies van invallende deeltjes met verschillende massa M wordt vergeleken als functie van de energie E, blijkt dat in eerste benadering dit energieverlies evenredig is met M en omgekeerd evenredig met E (-
~~
'"~
). Hoewel de afhankelijkheid in werkelijkheid ingewikkelder is, kan ze nog wel worden teruggevonden, zoals is af te lezen uit tabel 2.3 door vergelijking van elektronen, protonen en a-deeltjes.Alfadeeltjes, die meestal een beginenergie van enkele MeV hebben zullen aanvankelijk een rechte baan volgen, maar aan het eind van hun baan sterker worden verstrooid.
Het ionisatiespoor is zeer dicht (zie tabel 2.3, per gevormd ionenpaar is 33,8 eV nodig). De totale dracht van het deeltje is te vinden met enkele empirische formules. De dracht in lucht, RL' uitgedrukt in cm (NTP), wordt voor a-deeltjes met beginenergie E (in MeV) tussen 4 en 15 MeV gegeven door
RL
=
(0,005 E+
0,285) E' cm (2.19)3
te benaderen door RL ~ 0,3 E2.
Voor alfadeeltjes met een bepaalde beginenergie blijkt het product RpA-t in verschillende materialen met dichtheid p en effectieve atoommassa A bij benadering gelijk te zijn, indien de dracht R wordt uitgedrukt in cm. Hieruit volgt een verband tussen RL en de dracht RA in een materiaal met een atoommassa A (Regel van Bragg-Kleeman):
1
RA = 3,2 x 10-4 A2 RL /pcm, (2.20) waarin de dichtheid ping cm - 3 moet worden gegeven en RL in cm. De
dracht in lucht is bijvoorbeeld uit (2.19) te berekenen.
Van een groot aantal a-deeltjes zal een enkel a-deeltje een botsing ondergaan met een atoomkern. Uit de sterke richtingsverandering die daardoor optreedt leidde Rutherford in 1913 het bestaan van de atoomkern af.
2.3. Wisselwerking van elektromagnetische straling
Evenals bij de bestudering van de wisselwerking van geladen deeltjes denken
we ons een dun laagje materiaal, dikte ~x, waarop een smalle bundel
elektro-magnetische straling valt. Voor de beschrijving van de wisselwerking stelt
men zich de bundel voor als bestaande uit een aantal fotonen met energie
E = hl' (2.21)
h = constante van Planck (6,626 x 10-34 Js)
IJ = frequentie van de elektromagnetische trilling.
In tegenstelling tot de wisselwerking van geladen deeltjes is nu de kans op
een interactie (botsing) klein, maar de afgegeven energie per interactie omvat
de gehele energie E of een groot deel van E. Een foton met de resterende
energie El maakt in het algemeen een grote hoek met de invalsrichting van het oorspronkelijke foton, zodat de laatste uit de invallende bundel is ver-dwenen.
De energie E - El wordt 'geabsorbeerd', meestal via afgifte aan een elektron dat uit de elektronenwolk van een atoom wordt gestoten en een zekere
kine-tische energie verkrijgt.
Hoewel het overgrote deel der interacties plaatsvindt met de elektronen van het materiaal is ook een wisselwerking tussen het foton en de atoomkern
mogelijk (kernfoto-effect ).
Het kernfoto-effect is alleen mogelijk bij relatief hoge foton energieën. Meest
voorkomend zijn (r,n) reakties. De bindingsenergie van het neutron is meestal
ongeveer 8 MeV, zodat dit de drempelenergie voor deze reactie is.
Uitzonde-ringen hierop worden gevormd door deuterium en Be met drempelenergieën
'van 2,2 en 1,7 MeV. Er zijn sterke resonanties waargenomen bij o.a. C (bij
30 MeV, terwijl de drempel 17,8 MeV is), bij Cu (22 MeV) en Ta (16 MeV).
Bij de verdere behandeling wordt het kernfoto-effect buiten beschouwing
gelaten.
Uit de oorspronkelijke bundel fotonen zijn er van de N fotonen die op
& vielen een aantal (~N) verdwenen. Tegelijkertijd ontstaat er een secundaire
fotonenstraling, bestaande uit de verstrooide fotonen en uit de zgn.
fluorescentiestraling gevormd door recombinatie-effecten in de verstoorde elektronenwolken van de atomen van het laagje materiaal.
\
~ovendien
is er een secundaire elektronenstraling opgewekt, gevormd door uit de atomen gestoten elektronen. Het zijn deze secundaire elektronen die oor de energie-afgifte aan het materiaal zorg dragen door tertiaireeffec-ten, b taande uit excitatie en ionisatie van atomen.
Het in de primaire wisselwerking gevormde ion of geëxciteerd atoom speelt hierbij in verhouding tot het grote aantal gevormd in de tertiaire
wisselwerking geen rol meer. Deze laatste veroorzaakt de ioniserende werking en de energie-afgifte aan het materiaal. Fotonen worden dan ook, evenals neutronen, indirect ioniserend genoemd.
Indien wij de verzwakking van een fotonenbundel door het laagje Áx willen meten, zullen wij het experiment zo moeten inrichten dat de door de absorber uitgezonden straling slechts een te verwaarlozen bijdrage kan leveren. Dit wordt bereikt door een opstelling te kiezen als in fig. 2.7, waarin er voor is gezorgd dat de detector op een betrekkelijk grote afstand van de absorber staat en dat slechts een nauwe bundel primaire straling op de absorber valt (narrow beam geometry). De detector wordt zo gekozen dat deze fotonen telt (bijv. NaI-kristal met fotoversterkingsbuis). Men bepaalt eerst het aantal geregistreerde fotonen per seconde zonder absorber (No) en herhaalt de meting met geleidelijk grotere absorberdikten.
I
l --
"
~_::~---
~
str.~ngsb~-ron-",~~=~c~::::-:::-:::-::"~~;:m~;;-;:-;:;-~=~-~~~.~~ok~-o~_:_::::_:-l::jC
di.frogm. di.frogm.
~
obsorber
detector
Fig. 2.7. Smalle-bundel geometrie.
De door de absorber uitgezonden verstrooide straling moet slechts een te ver-waarlozen bijdrage geven aan de detectoraanwijzing.
Indien de stralingsbron mono-energetische fotonen uitzendt vindt men experimenteel voor het aantal fotonen N(x) dat een absorberlaag x zonder interactie is gepasseerd de betrekking
ofwel
N(x) = No e -)lX
dN
=
-J..LNdx.(2.22)
leder dun laagje dx verwijdert uit de bundel een aantal fotonen (dN) dat evenredig is met het opvallend aantal. De lirzeieke verzwakkingscoéfficiënt J..L
is door deze laatste betrekking gedefinieerd en blijkt afhankelijk te zijn van de gebruikte straling en van het absorberende materiaal. Bij het experiment kan men de hoeveelheid absorbermateriaal geleidelijk laten toenemen, totdat de intensiteit van de straling tot de helft is afgenomen. Men spreekt van de
halveringsdikte , die het eenvoudigst is te bepalen door· de logarithme van de gemeten stralingsintensiteit uit te zetten als functie van de absorberdikte. De halveringsdikte gemeten met een bepaald materiaal (bijv. Al, Cu) kan worden
29 gebruikt als maat voor de doordringendheid van de straling. Het verband tussen de halveringsdikte d,/. en de lineieke verzwakkingscoëfficiënt Jl wordt gegeven door
d" = In 2 = 0,693.
72 Jl Jl (2.23)
De halveringsdikte is afhankelijk van de fotonenergie van de straling. Zij is het kleinst voor lage energieën, vertoont een maximum tussen 1 en 10 MeV en neemt bij grote fotonenergie langzaam af (zie bijv. fig. 9.1.). Men spreekt van de stralingskwaliteit, die 'zacht' of 'hard' kan zijn.
Bevinden zich in de bundel fotonen van verschillende energieën, dan ontstaat in de semilogarithmische grafiek een gebogen lijn: door het absorptie-proces worden allereerst de energie-arme fotonen geabsorbeerd, waardoor de straling geleidelijk harder wordt. Het is daarom nodig onderscheid te maken tussen de 1 e, 2e en eventueel volgende halveringsdikten. In de Engelse lite-ratuur wordt de halveringsdikte aangeduid met HVL (half value layer) , in het Nederlands wel vertaald met HWD (halfwaardedikte). Voor de toe-passing van röntgenstraling in de geneeskunde en in de biologie wordt de HVL veel gebruikt als parameter voor de stralingskwaliteit naast een opgave van de buisspanning (kVp of kV), de eigen absorptie van de röntgenbuis en het extra filter. Voorzorgen te nemen bij het meten van de HVL worden be-schreven in "Physical Aspects of Irradiation" (ICRU Report lOb, 1964). Aangezien in formule (2.22) dN/N dimensieloos is, moet Jldx dit ook zijn; dx heeft de dimensie lengte, aan te geven met het symbool
[i]
zodat Jl de dimensie [i-i] heeft.Indien de laagdikte wordt uitgedrukt in g cm -2, d.W.z. de dikte dx of x in cm vermenigvuldigd met de dichtheid ping cm - 3 ,gebruikt men in plaats van de lineieke verzwakkingscoëfficiënt Jl de lineièke verzwakkingscoèfficiè'nt per massadichtheid, meestal ter voorkoming van verwarring aangegeven alsJl/p (eenheid'cm2 g-l). Tenslotte kan men de laagdikte nog uitdrukken in atomen per cm2 (xpNA/A, waarin NA = getal van Avogadro en A
=
massagetal), zodat de bijbehorende verzwakkingscoëf-ficiënt JlA/pNA in cm2/atoom moet worden gegeven.De verzwakkingscoëfficiënten . zijn te vinden in diverse tabellarische werken (bijv. het rapport N S.RDS - N!lS 29,1969). Meestal zijn ze opgegeven in het C.g.S. eenhedenstelsel, hoewel thans het internationale stelsel (SJ.) wordt aanbevolen. In tabel 2.4 is een overzicht gegeven van de eenheden in beide stelsels. De verzwakkingscoëfficiënt wordt dus gegeven als het omgekeerde van:
1. de laagdikte, cm -lof m -1,
2. de massa van de laag per cm2, eenheid cm2g-1 of m2kg-1,
3. het aantal atomen per cm2 in de laag, eenheid cm2 per atoom of m2 per atoom.
In het laatste geval spreken we niet meer van verzwakkingscoëfficiënt, maar van werkzame doorsnede per atoom; als eenheid wordt dan gebruikt de barn
=
10-24 cm2=
10-28 m2één atoom per cm2 de beschouwde interactie met een opvallend deeltje
aangaat wordt gegeven door de fractie van die cm2 die wordt afgedekt door
de werkzame doorsnede van het atoom voor de interactie. De term 'werkzame doorsnede' (cross section) wordt gehanteerd wanneer de interactie wordt ge-geven per structurele eenheid, zoals het atoom of het elektron uit de
elektro-nenwolk (target entity), zie ICRU report 31, pag. 8.
Tabel 2A. Dimensie en eenheden van verzwakkingscoëfficiënten.
dimensie eenheden
(p.x is dimensieloos) c.g.s. stelsel int. stelsel (S.I.)
J1. x J1. x J1. X
R,-I R, cm-I cm m-I m
m-I R,2 mR,-2 cm2 g-I g cm-2 m2kg-1 kg m-2 R,2 R,-2 cm2/atoom atomen cm-2 m2/atoom atomen m-2
De primaire interactie van fotonen met atomen van het materiaal kan ver-schillende vormen aannemen. De verzwakkingscoëfficiënt is dan ook opgebouwd
uit bijdragen van de coherente of rayleigh verstrooiing (aR)' het foto-effect
(r), het comptoneffect (ac)
I
en de paarvorming (K). De grootte van deze partiële verzwakkingscoëfficiënten is zowel afhankelijk van de fotonenergieals van het atoomnummer van het materiaal waarmee de interactie plaats
vindt. (Zie fig. 2.8 t/m 2.11 en tabel 2.6.)
(2.24) De coherente verstrooiïng wordt veroorzaakt door interactie van het foton met de gehele elektronen wolk. Zij is alleen belangrijk bij lage fotonenergie.
Er treedt geen energie-absorptie op, het foton verandert alleen van richting.
Bij het foto-effect wordt de totale fotonenergie overgedragen aan een elektron, dat in het algemeen uit het atoom wordt verwijderd (ionisatie) en een kinetische energie verkrijgt gelijk aan de fotonenergie, slechts verminderd
met de bindingsenergie
5
van het elektron in het atoom. Deze vorm vaninteractie is het meest waarschijnlijk, als het verschil tussen de fotonenergie en de bindingsenergie klein is. Indien de fotonenergie lager is dan de bindings-energie van de elektronen in een bepaalde schil, kan echter geen elektron
uit deze schil worden verwijderd. De partiële verzwakkingscoëfficiënt r
ver-toont daardoor scherpe pieken bij de bindingsenergieën van de opeenvolgende
elektronenschillen: K, L enz. absorptiekanten (absorption edges), zie fig. 2.9
en tabel 2.5.
In het algemeen kan. men zeggen, dat de werkzame doorsnede per atoom
voor het foto-effect toeneemt met het atoomnummer Z van het absorberende materiaal en wel ongeveer met Z4 (voor hoge Z met Z5).
LUCHT
p. 1,205 x 10-3 gcm-3
l-_
_
TOTALE VERZWAKKING /lIp--10-1 - - - - ... COMPTON VERSTROOIING o,lp
1
E (MoVI
Fig, 2.8. Verzwakkingscoëfficiënten voor fotonstraling in lucht (exclusief coherente ver-strooiïng).
Het aantal fotonen dat uit de bundel verdwijnt door het foto-effect is
dNr= Nrdx. (2.25)
De energie door de bundel meegevoerd is NE, hiervan wordt door interactie met de laag dx EdNr "; ENrdx (2.26) verwijderd, waarvan E-o (E - o)dNr = EN-E- rdx (2.27)
aan secundaire elektronen (de 'foto-elektronen') wordt overgedragen. De bin-dingsenergie
ó
is voor lichte materialen doorgaans ~E, zie tabel 2.5.Met behulp van
(2.28) en formule (2.27) kunnen we de energie overgedragen aan foto-elektronen berekenen.
10 LOOO p. 11.34 gcm-3 K ~ \ TOTALE VERZWAKKING /Jlp
----...
\\ COMPTON'?...
\
VERSTROOIING alp ... \",\.
"
_--_ol '::.,.
... ' - - '~ " ... / ' PAARVORMING elp"'...
,
'~"~
-< ' " "/'" 'COMPTON ABSORPTIE a.tp \ I " "
.1/ 'v' , " / I' , " / I \ FOTO ~/p', "
, v
"
"
I ' , ", \
"
10-3~~~ __ ~ __ ~~~ __ ~ __ ~-L~ ____ ~ __ ~ __ ~~'~ __ ~ 102 10-1 10 102 E ( M . V I-Fig. 2.9. Verzwakkingscoëfficiënten voor fotonstraling in lood (exclusief coherente ver-strooiïng) en absorptiekanten (K, Lp L 2 en L3).
Bij het comptoneffect treedt het invallende foton in wisselwerking met een elektron van de elektronenwolk van een atoom van het materiaal. Het invallende foton geeft een deel van zijn energie af aan een elektron en er ontstaat een verstrooid foton; het elektron krijgt een kinetische energie Ea' Ea zal afhankelijk zijn van de hoeken die het verstrooide foton en het elek-tron maken met de richting van het invallende foton. Per interactie zal Ea verschillend zijn, maar het is mogelijk de gemiddeld overgedragen energie
Ea
te berekenen. Het aantal fotonen en de energie die uit de bundel ver-dwijnen zijn respectievelijk(2.29) en
De aan compton elektronen overgedragen energie is
Het is gemakkelijk voor de berekeningen de volgende grootheden in te voeren:
en
(2.30)
(2.31 )
Paarvorming geeft aanleiding tot een positief en een negatief geladen elektron (positon en negaton) met een gezamenlijke kinetische energie gelijk aan de fotonenergie verminderd met tweemaal de energie vertegen-woordigd door de rustmassa mo van een elektron, 2moc2 (c is de licht-snelheid). barnlal - . - . _. complon·effocl - - - foto-effocl - - - - - coherente verstrooiïng o. 1 ~1 O,....-... --' ... ...,.; ... ~.,.-....llI_ ... l ... 000 k e V _
Fig. 2.10. Werkzame doorsnede voor het foto- en compton-effect en de coherente ver-strooiïng in koolstof, water, aluminium en calcium.
!["L'affranchissement en droit suméro-accadien", Emile Szlechter, "Archives d'Historie du Droit Oriental et Révue internationale des Droits de l'Antiquité", I : [recenzja]](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAP///wAAACH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAICRAEAOw==)