Українські реферати:
 
Бесплатные рефераты
 

 

 

 

 

 

     
 
Роль багаторазової іонізації в дії випромінювання
     

 

Фізика
A. Ope
РОЛЬ БАГАТОРАЗОВИЙ Іонізація В ДІЇ ВИПРОМІНЮВАННЯ
Введення. Шістнадцять років тому Платцман блискуче розглянув питання про можливу роль багаторазового іонізації в дії випромінювання. На жаль, до проблеми вивчення дійсної ролі, яку відіграє передана енергія, що викликає утворення багаторазово заряджених іонів, приступити дуже важко і вона залишається досить неясною.
Механізми іонізації. Існують різні процеси, які можуть призвести до утворення багаторазово заряджених іонів. У цьому огляді ми не будемо обговорювати такі процеси, як одночасний електронне захоплення й іонізацію «важкими» позитивними частками (див., наприклад, [2], а також наступну статтю Кістемейкера), іонізацію при мезонів захопленні [3] і т. д. Блискучий аналіз іонізації, пов'язаної з різними процесами ядерного розпаду, був нещодавно опублікований Вексле-ром [4].
Ми обговоримо тут коротко багаторазову іонізацію, обумовлену суміжними іонізації, і багаторазове випускання слабко зв'язаних електронів по суті в «одному акті». Основна частина цієї статті буде присвячена багаторазової іонізації, пов'язаної з первісної іонізацією внутрішніх оболонок.
Суміжні іонізації. Гіпотеза, згідно з якою певний тип ефектів опромінення може обумовлюватися суміжними іонізації, не нова. Нагадаємо модель Лі - Кетчесайда (що представляє інтерес хоча б з історичної точки зору [5]), згідно з якою кожна іонізуюча частка, яка перетинає хроматиди в традесканції, може з великою ймовірністю зруйнувати її тільки в тому випадку, якщо в межах діаметра хро-матіди ця частка виробляє 15-20 актів іонізації. Аналогічно в ранніх спробах пояснити радіаційні пошкодження сухих білків, виходячи з припущення про «прямому дії», допускалося, що для інактивації однієї молекули іноді необхідно, щоб при проходженні однієї частки наступало декілька іонізації [6]. Па підставі цих міркувань, а також аналізу більш загальної моделі Говарда-Фландерса [7], були виконані розрахунки ймовірності того, що в межах даного відстані утвориться деяка кількість іонів, причому допускалися статистичні флуктуації як чдсдз іонних скорленій, так і числа іонів у кожному з них [8]. Ці розрахунки, засновані на даних про іонізації газу, слід, однак, переглянути, щоб врахувати прогрес наших знань про характеристичних втрати енергії електронами в конденсованих середовищах [9]. Відповідно до гіпотези Хатчінсона, на одну первинну іонізацію потрібна менша енергія, ніж зазвичай вважалося [10], тобто для інактивації ферментів, опромінюваних в сухому стані за відсутності кисню (але не в його присутності), потрібно, як правило, багаторазова іонізація. Нарешті, механізм інактивації, запропонований Плат-цманом і Франком і полягає у розриві вторинних зв'язків хвилею поляризації, передбачає необхідність невеликого числа іонізації в самій молекулі білка або поблизу неї [11].
Мабуть, питання про просторові кореляція виникли зарядів відноситься до важливих. Кількісні характеристики іонних скупчень ще не встановлені. Крім того, не існує різкого експериментального відмінності між «суміжними іонізації» і станом, що виникають при різних видах багаторазової іонізації, що обговорюються нижче.
«Одноактні» випускання зовнішніх електронів. Для фізиків-експериментаторів і теоретиків пояснення «одноактного» випускання двох або більшої кількості слабо пов'язаних атомних або молекулярних електронів під дією, скажімо, удару електрона до цих пір представляється дуже складним.
На щастя, можливі деталі механізму багаторазового випускання слабко зв'язаних електронів для наших цілей мають лише другорядне інтерес. На жаль, емпіричні дані про ймовірність (перетині) тг-кратної іонізації (п]> 2) до цих пір надзвичайно мізерні [12, 13]. Однак основна маса «вторинних» електронів, що створюються високоенергетичних випромінюванням, має енергію, при якій перетин навіть найбільш імовірною дворазової іонізації мало. Тому при звичайних умовах опромінення значення повного виходу такий дворазової іонізації в 103 разів менше значення виходу для одноразових іонізації [1]. Крім того, хімічна активність цих двократно іонізованих атомів не повинна бути особливо великою. Аналогічної іонізацією більш високої кратності можна нехтувати. Що ж стосується первинних іонізації, то в деяких атомарних газах близько 10% всіх іонізації, що створюються електронами середньої енергії, можуть виявитися дворазовими і близько 1%-триразовими [12, 13].
Внутріоболочечная іонізація. Загальні міркування. Особливий інтерес представляє механізм багаторазового іонізації з втратою електронів внутрішніми, глубоколежащімі оболонками, за якою слід - ймовірно, через 10 ~ 14 - 10 ~ 15 сек - емісія інших електронів з подальшою розбудовою атомного або молекулярного електронної хмари. Цей механізм передбачає виділення болиноц порції енергії, здатної викликати
сильні локальні порушення і потім швидко перетворитися на потенційну енергію молекули. Навіть в кисні-легкому атом - принаймні 530 еВ залишається в іоні при випусканні одного K-електрона, що більш ніж у 10 разів перевищує енергію, необхідну для видалення двох валентних електронів.
Перетину одноразової внутріоболочечной іонізації можна досить точно вирахувати з теорії. Число первинних дворазових чи багаторазових внутріоболочечних іонізації дуже мало. (Навіть якщо ці іонізації малоймовірні, вони відіграли певну роль в інтерпретації K?-Сателітів в рентгенівському спектрі [14].) Теоретичний вихід внутріоболочечной іонізації в реальних умовах опромінення був отриманий Дурупом і Платцмашш [15, 10] шляхом розрахунку перетинів з використанням теорії Спенсера і Фано [17]. Нарешті, процеси, що викликаються освітою внутріоболочечних вакансій, інтенсивно вивчалися як фізиками, так і хіміками, що займаються ядерної хімією [4, 18].
Процеси, що безпосередньо слідують за освітою внутріоболочечних вакансій.
Ізольовані атоми. У важкому атомі, електрони якого розташовуються на численних оболонках і подоболочках (енергетичних рівнях), перебудова може відбуватися величезним числом способів, у тому числі шляхом як радіаційних, так і нсрадіаціонних переходів, причому останні можуть викликати значну втрату електронів. Освіта внутріоболочечной вакансії в атомі Хе (Z - 54) іноді супроводжується зливою, що складається з більш ніж 20 електронів [19], а найбільш ймовірне їх число дорівнює 8 [19, 201 (див. також [13]). Цей процес являє собою каскад простих переходів Оже, в'каждом з яких один електрон переходить на внутрішню орбіту, а енергія переходу йде на вибивання іншого електрона.
Однак така картина формування заряду не повна. В основному закопчена картина була нещодавно створена Карлсоном і Краузе [21] для найпростішого випадку атома Ne (Z = 10), тобто легкого атома, підданого рентгенівського опромінення. Деякі основні її особливості полягають у наступному.
а) В той момент, коли швидкий фотоелектронів вилітає з K-оболонки Ne, поле, в якому рухаються електрони, що залишилися, зазнає раптове обурення, що приводить до «викиду» одного або декількох електронів приблизно в 16% випадків.
б) Імовірність подальшого процесу Оже, в якому випускається два електрони (або більше їх числа), що дорівнює приблизно 8% ( «подвійний» процес Оже може мати ту ж природу, що і в пункті а) [22].
Якщо б не було таких механізмів емісії додаткових електронів, варто було б передбачити тільки освіта Ne1 + (вакансія в k-оболонці заповнена в результаті радіаційного переходу) і Ne2 + (простий перехід Оже), Проте насправді спостерігається близько 22% Ne3 +, близько 3% Ne4 + і 0,3% Ne6 +. Схожа ситуація повинна спостерігатися для атомів О, N і С [20].
Вивчався також випадок не настільки легкого атома Аг (Z = 18) [13, 23]. Отримані результати можна у відомому наближенні застосувати до таких біологічно важливим атомів, як S (Z = 16) і Р (Z = 15) [20]. При К-іонізації аргону приблизно в 40% випадків втрачається п'ять електронів або більше; найбільш імовірна втрата чотирьох електронів. Що стосується кількості виділилася енергії, то при К-іонізації її величина в Аг, S і Р дорівнює відповідно 3,2, 2,5 і 2,1 кэв [24]. У цих атомах іонізація L-оболонки також супроводжується (? 100%) одним або декількома процесами Оже, іноді комбінованими з «викидом» електрона. Таким чином, у Аr ймовірність іонізації L-оболонки, що приводить до утворення іонів із зарядом три і більше, перевищує 40%. Іонізація L-оболонки падаючої часткою зазвичай значно більш ймовірна, ніж іонізація.К-оболонки; винятком служить фотоелектричний ефект при енергіях фотона, що перевищують поріг іонізації К-оболонки. Енергії іонізації L-оболонки, звичайно, менше і рівні 290-245 еВ, 190-163 і 150-128 еВ еВ для Аr, S і Р відповідно [24].
Дослідження, проведені за допомогою рентгенівського опромінення, дали можливість встановити емпіричні правила, за допомогою яких можна оцінити середній заряд, що виникає при утворенні вакансій в результаті атомної перебудови в будь-якій оболонці будь-якого ізольованого атома [20].
Ізольовані молекули. Можна очікувати, що в молекулах під час кінцевих стадій перебудови буде здійснюватися швидкий внутрішньомолекулярних перенесення заряду. Давно відомо, що у випадках, коли внутрішні вакансії створюються включеними в молекулу радіоактивними ядрами [4], в ній можуть відбутися сильні порушення. Більш точна інформація була нещодавно отримана в дослідженнях Карлсона та Уайта [25] з використанням рентгенівського опромінення. Зображений на рис. 1 спектр зарядів показує, що при іонізації внутрішньої оболонки йоду в газоподібному CH3J нейтральні фрагменти утворюються рідко (відношення атомарних іонів відображає частку даних атомів в молекулі). Крім того, ми бачимо, що відбувається ціла низка розпадів, але найбільш імовірна реакція
CH3J + рентгенівські промені-С2 + + 3Н + + J5 + + 10 електронів. (1)
У цьому випадку три електрони переносяться, мабуть, з метильної групи до йоду, оскільки слід очікувати, що вільний атом йоду має заряд 8, тому що цей елемент (Z - 53) знаходиться поруч з Хе. Таким чином, два «додаткових» електрона, мабуть, втрачаються при якомусь молекулярному процесі автоіонізаціі. Приблизно за 10 ~ 14 сек молекула перетворюється на крихітний рій позитивних іонів, що потім розширюється. Вимірювався також, спектр енергій ядер ртдачі. Для C2 40 його максимум знаходиться приблизно за 40 еВ. Для Н + і J5 + він лежить приблизно за 34 і 9 еВ відповідно. Ці енергії відносяться до галузі хімії «гарячих атомів» або «високих швидкостей». Вони добре узгоджуються з моделлю «кулонівського вибуху». Отримані, однак, вказівки на те, що вже в процесі появи заряду має місце невелике розходження іонів [25]. Конденсованих середовищ. Руйнування молекул в результаті ефекту Оже з наступним кулонівською відштовхуванням було
якісно розглянуто ще в 1941 р. [26] (див. також [27]). За винятком первинних переходів, які, по суті, не залежать від навколишнього середовища, деталі виникнення зарядів у конденсованих середовищах невідомі. У рідинах руйнування молекул надійно встановлені [4].
Що стосується дії радіації, то й що утворилися багато разів заряджені позитивні іони, і що випускаються електрони ^ беруть участь у створенні маленьких хімічно активних областей збурень. Первинні випускаються електрони, так само як і один або кілька оже-електронів, можуть мати досить велику енергію, але у випадку легких атомів вона не дуже велика. Наближене розгляд енергії зв'язку дає для електронів, випромінюваних в переході K-+ LL, енергію, приблизно рівну 500 еВ та 250 еВ для кисню і вуглецю відповідно. Слід зазначити, що ці енергії лежать в області, в якій перетину іонізації електронами особливо великі. Приміром, для оже-електронів з СН4 що спостерігається значення дорівнює (246,6 ^ 0,6) еВ [28]. Слід очікувати, що «викинуті» електрони, а також ряд інших мають у середньому набагато меншою енергією.
Як відзначав Платцман [1], той факт, що при іонізації внутрішньої оболонки можуть утворитися високоактивні ділянки з численними іонізації і збудження, дає
Рис .. 1. Спектр зарядів іонів при руйнуванні йодистого метилу [25].

можливість пояснити атомні зміщення в твердих речовинах, опромінюваних електронами, в тих випадках, коли величина зміщення при прямій передачі імпульсу дуже мала. Необхідна умова здійснення механізмів такого типу полягає в тому, що час, необхідний для зняття електронного збудження, повинно перевищувати приблизно 10-13 сек, тобто час, необхідний для зсуву атома. Для постлучевого ефекту при іонізації K-оболонки в діелектриках цей час, мабуть, можна вважати правильним. Деякі дослідження тимчасової залежності постлучевих ефектів були виконані [29] з використанням ефекту Меесбауера.
В роботі [15] підкреслювалося, що багаторазові іонізації в іонних кристалах відбуваються як у катіонів, так і в аніонів. Разом з тим Варлей [30] відзначив тільки просторову нестабільність аніону, коли знак його заряду змінюється під дією багаторазового іонізації. Смолуховскій та ін [31] розглянули модифікацію «механізму Варлея» з урахуванням зняття збудження при зіткненні між позитивними і негативними іонами одних і тих же елементів.
Теоретичні значення виходів для іонізації внутрішньої оболонки. Метод, розвинутий Дурупом і Платцманом [15], містить загальні вказівки про способи обчислення абсолютних значень виходів для іонізації внутрішніх оболонок при повному поглинанні падаючих моноенергетіческіх електронів. Узагальнюючи пропозиції Харта [32], ці автори залишили символ G для вимірюваного виходу і використовували, наприклад, gk для позначення теоретично знайденого числа K-іонізації на 100 еВ поглиненої енергії. Опубліковані ними чисельні результати для кристалів LiF і КСl показують, що значення g для іонізації даної внутрішньої оболонки атома швидко падає у міру того, як первинна енергія електрона Т7, наближається до величини, в 100 разів меншою відповідної порогової енергії (рис. 2). Така залежність дозволяє здійснити експериментальну перевірку ролі видалення електронів з різних внутрішніх оболонок при дії радіації. При найбільших значеннях T0 вторинні електрони роблять суттєвий внесок у іонізацію K-оболонок навіть у разі Cl і К-Тому плато на графіку gK для цих атомів можна досягти лише для самих більших значень Т0 (якщо воно взагалі існує). При Т0 - 1 МеВ значення gk становлять близько 0,16; 0,007; 0,0004 і 0,0003 для Li (Z = 3), F (Z = 9), Cl (Z = 17) і К (Z = 19) відповідно. Зауважимо, однак, що іонізація L-оболонки, очевидно, супроводжується одним або двома переходами Оже для випадків, подібних К і G1, у яких вихід (при 1 МеВ) для субоболочек LI і LII, LIII приблизно дорівнює 20 gK і, 100 gK [15] (дані для інших речовин див. нижче). Метод Дурупа і Платцмана застосуємо також до ренгтеновскому і?-З одержанні, які впливають за допомогою створюваних ними електронів. Пізніше ми обговоримо спрощені обчислення.
Переважна кількість електронів малої енергії, утворених важкими зарядженими частинками; нездатне ионизованного K-оболонку. Вторинні частки великої енергії зустрічаються дуже рідко [33]. Наприклад, для падаючих протонів gK можна розрахувати (див. останній розділ) з перерізів іонізації К-оболонки [33, 34] та даних про повну гальмівної здатності опромінюється речовини.
Радіаційна хімія та радіобіологія.
Вступні зауваження. У першу чергу нас цікавлять ефекти опромінення, і тому ми не будемо розглядати (див. [4], [35]) освіта внутріоболочечних вакансій в речовинах з увімкненими радіоактивними ядрами. Однак наслідки освіти внутріоболочечной вакансії, власне кажучи, не залежать від шляху її утворення. Ми вже обговорювали деякі спостерігаються і передбачає ефекти, що викликаються внутріоболочечнимі вакансіями, створеними опроміненням, а також деякі теоретичні значення виходів випускання електронів з внутрішніх оболонок. У наступному розділі ми обговоримо їх більш докладно.
Вода. У 1950 р. Платцман представив результати обчислень, що стосуються виривання електронів з внутрішніх оболонок протонами у воді. Його дані залишаються заслуговує на довіру наближенням, незважаючи на прогрес, досягнутий з тих пір у вивченні проникнення протонів в речовину [33, 34, 36], а результати, отримані для води, приблизно збігаються з даними для біологічного середовища.
Якщо повна енергія падаючих протонів становить, наприклад, 3 МеВ або 1 МеВ, то частка ее, що йде на вибивання К-електронів кисню у воді, дорівнює відповідно близько 4% і 1%. Загальне число К-електронів, вириває з кисню, швидко зростає із збільшенням первісної енергії протонів і дорівнює приблизно 10 і 80 при 1 і 3 МеВ відповідно. Ці числа відповідають значенням gK (О) (вихід у воді атомів кисню з іонізованою ^-оболонкою) приблизно рівним 10 -3 і 2,7-10-3 відповідно. Платцман виявив, що навіть у випадку дуже малих виходів таких процесів ці події відбуваються частіше, ніж пряма передача «сильного» імпульсу всьому атому.

Рис. 2. Теоретичні значення виходу іонізації K-оболонки LiF і КСl [15].
По осі ординат відкладені gk-10n, величини п показані у кривих.

Однак число дельта-електронів навіть з енергіями, що перевищують 500 еВ, мабуть, більше. Для електронів з енергією вище 50 кэв Дуруп і Платцман [16] знайшли (припустивши, що відбувається повне їх поглинання) gK (О) для води близько 0,01 числа іонізації К-оболонки атомів кисню на 100 еВ поглиненої енергії. Це означає, що близько 5% всієї поглиненої енергії спочатку має передатися молекул води, атоми кисню яких містять внутріоболочечние вакансії. Додаючи цю енергію до енергії вибитого електрона, отримаємо значно більшу частку падаючої енергії, витрачену на іонізацію К-оболонки кисню.
Наведені вище дані про кінцевий заряді, що купується ізольованими атомами і молекулами, вказують, що часто молекули води несуть більше двох зарядів, навіть якщо енергетично можливий тільки один перехід Оже (в даному випадку в атомі кисню). Хоча молекулярна зв'язок робить другий перехід Оже енергетично можливим, поява необхідної вакансії в Li-оболонці, мабуть, не завжди є найбільш імовірним результатом першого переходу [37]. Нестабільність Н202 + і Н2О3 + в газовій фазі підтверджується відсутністю цих іонів у спектрі мас [38].
У воді та інших речовини, що складаються з малих молекул, утворених тільки легкими атомами, ефекти іонізації внутрішніх оболонок можуть не грати помітної ролі. Проте детальний аналіз, подібний аналізу Платцмана [39] для сверхвозбужденних молекул води, мабуть, видається цікавим. У льоді надзвичайно великі локальні обурення подібного типу можна відрізнити від ефектів іонізації валентних електронів. Наприклад, можуть спостерігатися розходження в їх термолюмінесценціі.
Разом з тим у середніх або дуже великих молекулах відповідне обурення буде виникати (принаймні в основному) в самій молекулі і, навіть якщо вона не містить атомів важче С, N і О, відповідна енергія дорівнює приблизно 300-500 еВ. Ця енергія може виявитися особливо суттєвою, якщо молекула особливо стійка до впливів, що супроводжується передачею малої енергії, чи здатна репаріроваться після таких дій.
Вуглеводні, білки і нуклеїнові кислоти. У разі повного поглинання електронів великої енергії теоретичний вихід gK (С) для іонізації Х-оболонки вуглецю, зв'язаного у поліетилені [16], приблизно в 2,5 рази більше виходу gK (О) у воді, що неважко пояснити. К-електрони вуглецю легше відриваються, і, крім того, вони становлять 25% всіх електронів С2Н4, тоді як К-електрони кисню становлять тільки 20% від загального їх числа у воді.
Якісно залежність gK (С) для поліетилену від початкової енергії електрона Т0 збігається з наведеною у попередньому розділі. Величини gK (С) рівні 0; 0,01; 0,02 і 0,03 при значеннях Т0, приблизно рівних 0,3; 1; 10 кеВ і 3 МеВ відповідно. Вихід, що дорівнює 0,03, означає, що іонізація К-оболонки складає близько 1% від усіх іонізації, включаючи ті, що виробляються електронами, що виникають при кожній іонізації К-оболонки.
Обчислення Дурупа і Платцмана [16] справедливі також для рентгенівського та?-Випромінювання при наступних спрощують припущеннях, цілком реальних для багатьох експериментів: комптонівське електрони і фотоелектронні поглинаються повністю, а фотони, що утворилися при комптонівське розсіянні, не зазнають подальших непружних зіткнень в опромінюваним речовині. Для моноенергетіческіх фотонів великої енергії gк (С) для поліетилену виходить, як і очікувалося, приблизно таким же, як і для електронів великої енергії. Подібним же чином при високих енергіях gK повільно зменшується зі зменшенням енергії фотона, але в цьому випадку графік gK проходить через широкий мінімум. Така поведінка відображає зростаючий внесок фотоелектричного ефекту при низьких енергіях.
Результати обчислень для поліетилену легко поширюються на інші вуглеводні. Специфіка вуглеводню визначається головним чином відношенням числа атомів вуглецю н загального числа пов'язаних електронів. Вихід gK (С) пропорційний цього відношення, яке може мінятися приблизно на 50% від одного вуглеводню до іншого. Фізичний стан вуглеводню, по суті, не впливає на величину gK. Навіть якщо абсолютні значення теоретичних виходів малі, вони знаходяться у відповідності з спостерігаються значеннями G для різних суворо ендотермічною процесів радіоліза ароматичних вуглеводнів. Інші можливі причини слід, звичайно, виключити, перш ніж можна буде сказати, що іонізація K-оболонки є переважаючим процесом. Це, мабуть, буде не легким завданням. Проте, як зазначалося вище, передбачених залежність виходів від енергії падаючих частинок ймовірно допоможе знайти один з можливих шляхів її вирішення.
Дуруп і Платцман поширили свої розрахунки для електронного опромінення і на деякі білки. Було знайдено, що за невеликої домішки сірки gK (S) дуже малий, тоді як за оцінкою gK (S) становить менше 10% від суми значень gK для C, N і О (остання величина складає приблизно 80% від значення gK (С) для поліетилену). Отже, при дії електронами, так само як і при дії рентгенівським і? -випромінюваннями великої енергії при нормальних умовах, атоми сірки не повинні помітно збільшувати можливу роль, яку відіграє іонізація внутрішніх оболонок в молекулі білка.
Нуклеїнові кислоти не обговорювалися явно тими ж авторами. Незважаючи на відносно великий вміст фосфору, варто очікувати, що величина? # (Р) складе лише близько 1% від суми значень gK для C, N і О. Проте значення gL (P) має бути принаймні можна порівняти до цієї величини. Так як іонізація L-оболонки фосфору майже завжди призводить до переходів Оже, вихід багаторазових іонізації при опроміненні нуклеїнових кислот (включаючи ефект Оже) може навіть, як зазначалося вище, перевершити досить велике значення gK (С), обчислена для поліетилену.
Коли справа стосується біологічних макромолекул, фізик навряд чи зможе відрізнити обурення, викликані переходами Оже, від ефектів, обумовлених вириванням валентних електронів. Існують деякі експериментальні дослідження, які, очевидно, мають відношення до даного питання. У цих дослідженнях дії рентгенівського випромінювання автори розглядають переважну іонізацію К-оболонки, що починається після того, як енергія фотона перевершить її поріг.
Вже 15 років тому Гілд [41] намагався використовувати це, щоб вирішити, чи є іонізація атомів фосфору більш ефективною для інактивації бактеріофага Т 1, ніж іонізація будь-якої іншої молекули. Його гіпотеза не підтвердилася. Манойлов [42] приписував деякі спостерігаються радіаційні пошкодження іонізації К-оболонки заліза (Z - 26) в цитохромної системі. Нещодавно Аддінк [43] намагався пояснити викликане рентгенівським випромінюванням відщеплення жорстко пов'язаного цинку (Z = 30) від карбоангідрази результатом обурення, викликаного переходом Оже. Однак два останні спостереження мають суто якісний характер, і до того ж Гілд використовував тільки німо але енергетичне рентгенівське випромінювання.
Гомбергідр. [44] використовували монохроматичні регульовані джерела рентгенівського випромінювання. У їх плани входило вивчення можливого радіаційного ефекту TsT-резонансу в металлсодержащіх ферменти і в хромосомах з введеними важкими атомами. Позитивні попередні результати були докладені. Повідомлялося також [44] про зростаючу швидкості утворення F-центрів в кристалах КВr при К-резонанс в Вr (Z = 35). У такому разі слід очікувати помітною іонізації К-оболонки калію (Z = 19), а також іонізації L-оболонки брому, що виявляється в флуоресцентної рентгенівському випромінювання, що випускається бромом з іонізованим K-оболонкою. Вихід K-флуоресценції для цих досить важких атомів перевершує 50%.
ЛІТЕРАТУРА
1. RLPlatzman, в СБ: «Symposium on radiobiology», ed. J. J. Nick-son, J. Wiley a. Sons, 1952, Ch. 7.
2. H. В. Ф е д о pe н к о, УФН 68, 481 (1959).
3. С. F. P про w e 1 I, P. F. Fowler, D. H. P e г kin sf The study of elementary particles by the photographic method, Perganion Press, 1959,
53
4. S. W ex 1 e г, в СБ: «Actions chimiques et biologiques des radiations», vol. 8, M. Haissinsky (ed4.), Masson, 1965, Ch. 3.
5. G. J. N e a r y, Int. J. Radiation Biol. 9, 477 (1965); J. R e a d, Physics Med. Biol. 2, 258 (1957/58).
6. W. P. McNutly, F. Hutchinson, Arch. Biochem. Biophys. 50, 92 (1954); E. G. P о 1 1 а г d, W. R. G u i Id, F. Hutchinson, R. B. S et 1 о w, в СБ: «Progress in Biophysics», vol. 5, J. A. V. Butler, J. T. Randall (eds.), Pergamon Press, 1955, Ch. 3.
7. P. H про w а г dF la nders, в СБ: «Advances in biological and medical physics», vol. 6, C. A. Tobias, J. H. Lawrence (eds.), Acad. Press, 1958, p. 553; Т. В rustad, В сб: «Advances in biological and medical physics», vol. 8, 1962, p. 161.
8. А. Про r e, A. L a r s e n, Radiation Res. 21, 331 (1964).
9. A. M. R a u t h, J. A. Simpson, Radiation Res. 22, 643 (1964).
10. F. Hutchinson, Radiation Res., Suppl. 2, 49 (1960).
11. R. L. Platzman, J. Franc k, в СБ: «Symposium on information theory in biology», H. P. Yockey, R. L. Platzman, H. Ouastler (eds.), Pergamon Press, 1958, p. 262.
12. L. J. До i e f f e r, G. H. D u n n, Revs. Mod. Phys. 38, 1 (1966).
13. B. L. S з h r a m, A. J. H. В о e r b о m, J. До i s t e m a k e r, Physica 32, 185 (1966); B. L. S з h r a m, Physica 32,197 (1966); B. L. S з h г am, lonization of noble gases and molecular gases by high energy electrons, Thesis, Univ. of Amsterdam Van Soest, 1966.
14. R. D. R i з h t m у e r, Phys. Rev. 49, 1 (1936); F. K. R i з h t m у e r, Revs. Mod. Phys. 9, 391 (1937).
15. J. D u r u p, R. L. Platzman, Disc. Faraday Soc. 31, 156 (1961).
16. J. D u r u p, R. L. P 1 a t z m a n, J. Ghim. Phys., У пресі.
17. L. V. S p e n з e r, U. F a n о, Phys. Rev. 93, 1172 (1954).
18. A. J. С о m p t о n, S. K. A 1 1 is про n, X-rays in theory and experiment, Van Nostrand, 1935; E. H. У u r h про p, The Auger effect, Univ. Press, 1952; M. A. L i s t e g a r t e n, The Auger effect, Bull. Akad. Nauk, SSSR, Phys. Ser. 24, 1050 (1960); I. Bergstrom, C. N про rd 1 ing, в СБ: «Alpha-, betha-and gamma-ray spectroscopy», vol. 2, K. Siegbahn (ed.), North-Holland Publ. Co., 1965, Ch. 25.
19. F. P 1 e a s о n t о n, A. H. S n e 1 1, Proc. Roy. Soc. 241 A, 141 (1957).
20. T. A. Carlson, W. E. Hunt, M. О. К r a u s e, Phys. Rev., У пресі.
21. Т. А. З а г 1 s о n, M. О. К r a u s e, Phys. Rev. 140A, 1057 (1965).
22. T. A. Carlson, особисте повідомлення.
23. Т. А. З а г 1 s о n, M. О. К r a u s e, Phys. Rev. 137A, 1655 (1965).
24. A. H. W a p s t r a, G. J. N e i j g h, R. van L iesh про ut, Nuclear spectroscopy tables, North-Holland Publ. Co., 1959, p. 77.
25. T. A. Carlson, R. M. White, в СБ: «Symposium on the chemical effects of nuclear transformations», vol. 1, Int. Atomic Energy Agency, 1965, p. 23; Т. А. З a r 1 s о n, R. M. W h i t e, J. Ghem. Phys. 44, 4510 (1966).
26. D. D e V a u U, W. F. L i b b y, J. Am. Chem. Soc. 63, 3216 (1941).
27. E. P. Cooper, Phys. Rev. 61, 1 (1942).
28. W. M e h 1 h о г n, Z. Phys. 160, 247 (1960).
29. G. K. Wertlieim, H. J. Guggenheim, J. Ghem. Phys. 42, 3873 (1965); W. Т г i f t h a u s e r, P. C. Craig, Phys. Rev. Letters 16, 1161 (1966).
30. J. H. 0. Varley, Nature 174, 886 (1954); J. Nuclear Energy 1, 130 (1954); Proc. 1-st Internatl, Conf. peaceful uses atomic energy, Geneva, 1955, vol. 7, p. 242.
31. R. S m о 1 u з h про w s k i, D. A. W i e g a n d, Disc. Faraday Soc. 31, 151 (1961); R. E. Howard, S. V о s k o, R. S m 0 1 U t h про w s k i, Phys. Rev. 122, 1406 (1961).
32. Б, J, H а г t. J. Chem, Edup, 34, 586 (1957),
§ 3

     
 
     
Реферат Банк
 
Рефераты
 
Бесплатные рефераты
 

 

 

 

 

 

 

 
 
 
  Все права защищены. Українські реферати для кожного учня !