Umwandlungsarten und Quellen ionisierender Strahlung

α-Zerfall

Die mittlere Bindungsenergie pro Nukleon in mittelschweren und schweren Atomkernen liegt etwa bei 7,5 – 8,8 MeV. Um ein Nukleon aus dem Kern zu entfernen, muß eben diese Bindungsenergie aufgebracht werden. Die folgende Abbildung zeigt die potentielle Energie V eines Teilchens in Abhängigkeit dessen Entfernung r zur Kernmitte. Innerhalb des Kerns herrscht das Kernpotential der starken Wechselwirkung:

außerhalb des Kerns wirkt das Coulomb-Potential, wobei Z1 die Ladungen des zu abstrahierenden Teilchens und Z2 die Ladung des Tochterkerns ist.

Die gebundenen Nukleonen befinden sich energetisch unter dem Niveaus des ungebundenen Zustand. Die Separation eines Neutrons erfordert, dieses aus dem „Potentialtopf“ auf das Nullniveau anzuheben, ein Proton muß weit genug angeregt werden, um im oberen Bereich des Coulomb-Potentialwalls eine ausreichend hohe Tunnelwahrscheinlichkeit zu erreichen. Für die a-Teilchen gibt es eine Möglichkeit, auf solch ein Niveau gehoben zu werden, da bei der Bildung des 4He-Kerns aus den 4 Nukleonen eine ausreichend große Energiemenge zur Verfügung steht. Der Alphazerfall kann anhand von zwei Kerneigenschaften erklärt werden. Einerseits kann sich ein Kern mit Neutronenunterschuß durch Emission eines 4He-Teilchens effektiv dem „Tal der Betastabilität“ annähern, das ungünstige Verhältnis zwischen Protonen und Neutronen im Tochterkern wird also reguliert. Auf der anderen Seite übersteigt die Größe des Atomkerns einen Schwellwert, ab dem die Reichweite der starken Wechselwirkung (10-100 fm) nicht mehr auf alle Nukleonen gleichmäßig wirkt, durch eine a-Emission wird der übergroße Kern verkleinert. Der α-Zerfall erfolgt ausschließlich über die starke Wechselwirkung (es treten ausschließlich Hadronen auf, Leptonen sind nicht beteiligt):

α-Spektren bestehen aus diskreten Linien, typischerweise liegt die Energie der a-Teilchen im Bereich einiger MeV. Beim Vergleich der berechneten Energien und den gemessenen Werten scheint der Energieerhaltungssatz bei dieser Reaktion verletzt, da das a-Teilchen weniger kinetische Energie besitzt, als es gemäß der Energiebilanz haben sollte. Der Grund hierfür liegt darin, dass der Tochterkern einen gewissen (konstanten) Anteil der zur Verfügung stehenden Energie als Rückstoßenergie aufnimmt.Ebenso kann auch die Emission leichter Cluster wie z.B. 12C oder 16O bei einigen schweren &alpha-Emittern beobachtet werden, Triebkraft hierfür ist die Annäherung an ein magisches oder sogar doppelt magisches Nuklid.

β--Umwandlung

Hat ein Kern einen Neutronenüberschuß, so kann sich dieser durch eine b--Umwandlung dem Tal der Betastabilität nähern. Im Kern wird ein Neutron in ein Proton und ein Elektron umgewandelt, welches dann den Kernverband verlässt und als β--Teilchen bezeichnet wird. Ein β-Spektrum besteht nicht aus diskreten Linien, es weist eine kontinuierliche Energieverteilung auf.

Dies scheint den Energieerhaltungssatz zu verletzen, da der β--übergang zwischen Zuständen mit definierten Energien erfolgt. Ebenso wurde die Verletzung des Impuls- und Spinerhaltungssatzes nachgewiesen. Der Kernspin zwischen Mutter und Tochter ändert sich beim Zerfall um , Fermionen (also auch das Elektron) haben jedoch nur . Ebenso fällt auf , dass das Elektron und der Tochterkern antikollinear auseinanderfliegen. Als Lösungsvorschlag für dieses Problem postulierte Pauli ein weiteres, masseloses und ungeladenes Teilchen, welches bei der Umwandlung frei wird. Dieses Teilchen nannte er Neutrino, nachgewiesen wurde es erst über 20 Jahre später.
Die korrekte Zerfallsgleichung für den β--Zerfall lautet:

Das Postulat der Masselosigkeit wurde mittlerweile wiederlegt und eine obere Grenze von 10 eV wird abgeschätzt. Bei der b--Umwandlung handelt es sich um einen semileptonischen Prozeß, es sind sowohl Hadronen als auch Leptonen an der Umwandlung beteiligt, die Umwandlung erfolgt über die schwache Wechselwirkung, die in Kapitel ??? genauer behandelt werden wird. In Abbildung ??? ist neben dem Energiespektrum eines β--Strahlers ein Positronenspektrum und das eines hypothetischen neutralen Teilchen mit einer Elektronenmasse aufgetragen. Die Maximalenergie der Teilchen ist identisch, jedoch zeigen sich Unterschiede in der Verteilung bei niedrigen Energien. Es können Elektronen mit sehr niedrigen Energien auftreten, da der Großteil der kin. Energie auf das Neutrino übertragen werden kann und das Elektron zusätzlich noch eine anziehende/bremsende Komponente durch das Coulomb-Feld des Kerns erfährt. Das Neutralteilchen würde vom Kern nicht gebremst, so daß lediglich die Verteilung der kin. Energie zwischen Neutrino und diesem Teilchen ausschlaggebend für das Aussehen dieses Spektrums ist. Positronen werden aufgrund der seiner positiven Ladung zusätzlich vom Kern weg beschleunigt werden. Dieser Effekt ist dafür verantwortlich, dass alle den Kern verlassende Positronen eine Mindestmaß an kinetischer Energie besitzen. Das Positron wird ausführlich im nächsten Abschnitt bei der β+-Strahlung behandelt werden. Neben der β--Umwandlung kann bei sehr neutronenreichen Nukliden in seltenen Fällen das verzögerte Abdampfen von Neutronen beobachtet werden.

β+-Umwandlung

Neben dem Alphazerfall gibt es noch eine andere Möglichkeit, den Unterschuß an Neutronen im Kern auszugleichen. Dies geschieht durch Positronenemission, ein Proton wird in ein Neutron, ein Positron (das Antiteilchen des Elektrons) und ein Neutrino umgewandelt.
Die Zerfallsgleichung für den β+-Zerfall lautet:

Die b+-Umwandlung ist der β+-Umwandlung im Kern sehr ähnlich. Beide β-Umwandlungen erfolgen auf einer Isobaren, jedoch verhalte sich die ausgesandten β+-Strahlen anders. Das Positron wird in Materie abgebremst, und zerstrahlt mit einem Elektron; hierbei wird die Ruhemasse der beiden Teilchen in zwei Photonen der Energie 511 keV aufgeteilt, welche im Laborsystem diametral auseinander fliegen.

In wenigen Ausnahmen kann die Energie auch auf mehrere Photonen aufgeteilt werden, deren Gesamtenergie 1022 keV beträgt.
Protonenemission ist eine andere Möglichkeit des radioaktiven Zerfalls bei extrem neutronenarmen Kernen, vereinzelt wurde z.B. bei 16Ne auch die simultane Emission von zwei Protonen beobachtet. Auch diese Zerfallsarten sind sehr selten und treten nur bei überaus ungünstigem Verhältnis zwischen Protonen und Neutronen auf.

Elektroneneinfang (ec)

Neben der β+-Umwandlung können Kerne auch durch Einfang eines Elektrons aus der Hülle das Neutronendefizit regulieren. Dieser Effekt tritt vor allen Dingen dann auf, wenn aus energetischen Gründen keine β+-Umwandlung möglich ist oder wenn es sich um schwere Kerne mit hoher Ordnungszahl handelt; in der Fachliteratur hat sich hierfür die Abkürzung ec (= electron capture) durchgesetzt. Die Zerfallsgleichung für den Elektroneneinfang lautet:

Nach dem Einfang des Elektrons entsteht an dessen Platz in der Hülle eine Leerstelle, die durch Elektronen der äußeren Schalen unter Emission charakteristischer Röntgenstrahlung sukzessive aufgefüllt wird. Die bevorzugte Schale, aus welcher die Elektronen eingefangen werden, ist die K-Schale. Dies läßt sich folgendermaßen begründen:
Nur die radialen Wellenfunktionen der Elektronen aller s-Orbitale haben am Kernort einen von Null verschiedenen endlichen Wert, Orbitale mit einem von Null verschiedenen Bahndrehimpuls besitzen am Kern eine Knotenebene (Aufenthaltswahrscheinlichkeit = 0); r bezeichnet hier eine dimensionslose Variable, die mit dem Kernabstand korreliert, Rn,l bezeichnet den Radialteil der Wellenfunktionen, R2n.l steht für die Aufenthaltswahrscheinlichkeit der Elektronen im Raumelement

Das Quadrat der Wellenfunktion gibt die Aufenthaltswahrscheinlichkeit wieder, diese nimmt mit zunehmender Hauptquantenzahl und Nähe zum Kern ab, so dass ein Elektron im 1s-Orbital (K-Schale) die größte Aufenthaltswahrscheinlichkeit am Kernort hat. Daher kann in K-Elektron am leichtesten eingefangen werden.

Der Einfang dominiert bei niederenergetischen Systemen, deren Energie lediglich die Bindungsenergie des Elektrons übersteigen muß. Bei einem b+-Strahler wird jedoch die Midestenergie eines Elektron-Positron-Paares benötigt (1,022 MeV). Ebenso steigt die Einfangswahrscheinlichkeit bei Atomen mit hoher Ordnungszahl. Aufgrund der hohen Kernladung werden die „Elektronenbahnen“ kontrahiert, was eine erhöhte Aufenthaltswahrscheinlichkeit der K-Elektronen im Vergleich zu leichten Elementen zur Folge hat. Dieser Effekt ist die einzige Möglichkeit, die Halbwertszeit zu beeinflussen. Durch extrem hohen Druck und hohe Temperaturen können die Elektronenbahnen theoretisch weiter kontrahiert werden und die Halbwertszeit sollte sich zumindest geringfügig beeinflussen lassen. Andererseits würde dies jedoch bedeuten, dass ein reiner „K-Einfänger“ in total ionisierter Form als stabiles Ion angesehen werden muß.

γ-Strahlung

Zunächst verbleiben nach Kernzerfällen unter Teilchenemission die Tochterkerne in einem angeregten Zustand. Wenn diese Anregungsenergie größer ist als die Bindungsenergie von Nukleonen, so dominiert das Abdampfen der Nukleonen oder Nukleonengruppen. Ist diese Energie jedoch dafür nicht ausreichend, erfolgt die Relaxation des Kerns durch Emission von g-Quanten. Die Energiedifferenz von Anfangs- und Endzustand entspricht der Energie des Photons; oder bei der Emission von Photonen in Kaskade der Summe der Energien der emittierten g-Quanten. Sie ist charakteristisch für den vorausgegangen Zerfall. Die Emission von g-Quanten (meist nach b-Umwandlungen) wird häufig als g-Zerfall bezeichnet, sollte aber besser als g-übergang beschrieben werden. Für die Emission von n-Stück Quanten gilt:

In der klassischen Elektrodynamik wird Strahlungsenergie durch eine änderung von Ladungs- oder Stromverteilung emittiert. Die einfachste Strahlungsart ist die elektrische Dipolstrahlung. Sie rührt von klassisch harmonisch schwingenden Ladungen her. Es gibt auch Multipolstrahlungen höherer Ordnung, jedoch haben diese wesentlich geringere übergangswahrscheinlichkeiten und werden entsprechend selten beobachtet. Ist die Dipolstrahlung aufgrund der Drehimpulserhaltung verboten, muss der Kern die Energie durch Multipolstrahlung höherer Ordnung abgeben, allgemein gibt man den Multipolcharakter als 2l-Pol an, wobei l, der übertragene Drehimpuls, ein Vielfaches von ist. Es gibt zwei Arten der 2l-Pol-Strahlung, einerseits die elektrische und andererseits die magnetische Multipolstrahlung. Die elektrische Dipolstrahlung rührt von einem schwingenden elektrischen Dipol her, sie wird als E2-Strahlung bezeichnet, die magnetische Dipolstrahlung stammt zum Beispiel von einer Leiterschleife mit periodisch veränderlichem Strom und wird M2 genannt (allgemein El oder Ml). Am häufigsten werden übergänge mit niedrigst möglichem l beobachtet. Die übergangswahrscheinlichkeit zur nächst höheren Multipolordnung nimmt mit dem Faktor 2,25·10-4 ab /Mayer-Kuckuk 1992/. Außer dem Drehimpuls muss bei der Emission des Quants die Parität erhalten bleiben. Wegen dieser Erhaltungsgröße kann niemals E- und M-Strahlung gleicher Multipolordnung zusammen emittiert werden. Daß die Erhaltungssätze nicht nur von theoretischer Bedeutung sind, soll anhand des Zerfalls des 60Co gezeigt werden:

Der Cobalt-Kern kann auf zwei Wegen über jeweils einen b-Zerfall in 60Ni übergehen. Das untere angeregte Niveau des Ni-Kerns kann direkt durch Aussendung eines g-Quants der Energie 1332,5 keV in den Grundzustand relaxieren. Das obere angeregte Niveau kann nicht direkt in den Grundzustand übergehen, sondern geht durch Aussendung eines Photons der Energie 1173,2 keV in den unteren angeregten Zustand über, der dann wie oben beschrieben in den Grundzustand relaxiert. Der Grund hierfür liegt in der Erhaltung des Drehimpulses. In Abbildung 13 sind bei jedem Niveau rechts die Energien und links Spin und Parität angegeben, die Pfeile symbolisieren die möglichen Zerfallskanäle und Q gibt die Wärmetönung in keV an. Die Lebensdauer des 4+ Zustandes beträgt 3,5 ps, der des 2+ Zustandes 0,726 ps.

Spinänderung |ΔI|

0
kein 0<-0

1

2

3

4

5

Paritätsänderung
Ja

E1(M2)

E1(M2)

M2E3

E3(M4)

M4(E5)

E5(M6)

Paritätsänderung
Nein

M1E2

M1E2

E2(M3)

M3E4

E4(M5)

M5E6

Beim übergang des 4+-Niveaus in den 0+-Grundzustand müsste ein Quant in Form von 24Pol-Strahlung (Hexadekupol- Strahlung) emittiert werden (genauer: es müsste ein E4-übergang erfolgen). Die übergangswahrscheinlichkeit hierfür ist so gering, daß einer Abschätzung zufolge ein übergang 0+ß4+ mit einer relativen Häufigkeit von 10-7-10-8 auftritt. Stattdessen ist die Emission zweier E2-Quanten um Größenordnungen wahrscheinlicher und stellt somit die normale Art der Relaxation dar.

Interne Konversion

Ist die übergangswahrscheinlichkeit für eine γ-Emission sehr klein, so kann stattdessen folgender Effekt eintreten. Die Anregungsenergie kann durch elektromagnetische Wechselwirkung direkt auf ein Hüllenelektron übertragen werden, so dass dieses vom Atom emittiert wird. Die Energie des entsandten Elektrons ist gleich der Kern-Anregungsenergie abzüglich der Bindungsenergie des Elektrons in der Hülle.

Wie in obiger Abbildung gezeigt tritt bei der inneren Konversion kein intermediäres Gammaquant auf, welches im Anschluß ein Elektron durch Photoeffekt aus der Hülle löst, dieser Effekt wurde zwar auch beobachtet und „innerer Photoeffekt“ genannt, besitzt jedoch nur eine untergeordnete Bedeutung. In Fällen, wo die Emission von g-Quanten Drehimpuls-verboten ist, wie z.B. 0<-0 -übergänge tritt interne Konversion (Internal Conversation, IC) sehr häufig auf.

Auger-Effekt

Wenn durch EC oder IC ein Elektron aus einer inneren Schale des Atoms gelöst wird, verbleibt die Hülle in einem angeregten Zustand. Diese Anregungsenergie kann entweder in Form einer EM-Welle abgegeben oder auf ein anderes Elektron übertragen werden. Der Prozeß, bei dem die Energiedifferenz der in unterschiedlichen Orbitalen gebundenen Elektronen auf ein anderes Elektron übertragen wird, nennt man Auger-Effekt.

Statt Auger-Effekt findet man in der Literatur auch den Begriff „innerer Photoeffekt“

Röntgenstrahlung

Charakteristische Röntgenstrahlung
Charakteristische Röntgenstrahlung tritt als Begleiter bei allen Umwandlungsprozessen, die unter Einbeziehung der Elektronenhülle ablaufen sowie nach Ionisationen jeglicher Art auf. Wenn ein Elektron aus einem inneren Orbital herausgeschlagen wird, bleibt ein leerer Zustand, ein„Loch“ an der Stelle. Ein anderes Elektron in einem höheren Energieniveau des Rumpfes (oder Valenzelektron bzw. freies Elektron) kann in diesen freien Zustand fallen. Die frei Werdende Energie des Röntgenquants ist gleich der Differenz zwischen Anfangs- und Endenergie des Elektrons.
Wenn ein K-Elektron entfernt wird, kann also ein Elektron der L, M, N usw. –Schale dieses Loch wieder besetzten.

Je nach Herkunft spricht man von der Kα, Kβ, Kγ usw. –Röntgenlinie, der übergang in einen freien Zustand der L-Schale aus M, N usw. –Schale erzeugt demzufolge die Lα, Lβ usw. –Röntgenlinie. Mit Hilfe des Mosley-Gesetzes kann man anhand der Energie des Röntgenquants Aussagen über das Element machen, von dem die Strahlung ausgesandt wurde. &lamda; ist die Wellenlänge der Strahlung in nm, R = Rydberg-Konstante, n1 n2 am übergang beteiligte Schalen, Z = Ordnungszahl des emittierenden Elements:

Bei Elementen mit Hoher Ordnungszahl können die Spektren aufgrund der vielen erlaubten übergänge sehr schnell kompliziert werden. Abbildung 15 zeigt das Termschema des Urans (Z = 92), Eingezeichnet sind hier alle gemäß der K, L, M-Serie.

Im Allgemeinen bezeichnet man die übergänge auf die K-Schale als Lyman-Serie, energetisch befindet diese sich im Röntgen- bzw. UV-Bereich, die übergänge auf die L-Schale bezeichnet man als Balmer-Serie, welche im sichtbaren Bereich emittiert. Die Paschen-, Bracket- und Pfund-Serien emittieren demzufolge alle im IR-Bereich, haben für die Röntgenspektroskopie keine Bedeutung und sind nur der Vollständigkeit halber aufgeführt.

Charakteristische Röntgenstrahlung tritt als Begleiter bei der inneren Konversion und dem Elektroneneinfang als direkte Konsequenz des Zerfalls und bei den anderen Zerfallsarten aufgrund der Ionisationsbremsung im Absorbermaterial auf.

Bremsstrahlung
Bremsstrahlung wird bei der Abbremsung von geladenen Teilchen (meist Elektronen) im Coulomb-Feld erzeugt. Der Entstehungsmechanismus beruht darauf, dass ein geladenes Teilchen in einem B- bzw. E-Feld eine Beschleunigung erfährt, diese Beschleunigungsenergie, die das Teilchen aufnimmt, wird dann in Form von Photonen emittiert.
Quellen für Röntgenstrahlung ähneln denen der γ-Strahlungsquellen, die in bereits besprochen wurde. Neben den dort erwähnten Prozessen gibt es auch noch die Möglichkeit, Röntgenstrahlung als Schwarzkörperstrahlung eines Körpers mit einigen Millionen Grad zu emittieren. Die terrestrischen Röntgenquellen sind jedoch meist Synchrotron- oder Bremsstrahlungsquellen.

Wie in Abbildung 16 gezeigt, hat das Bremsspektrum eines Elektrons in Materie einen kontinuierlichen verlauf, die Peaks sind die charakteristischen Röntgenlinien des Absorbermaterials. Zu beachten ist, dass die Wellenlänge antiproportional der Energie ist ( ). Röntgenstrahlung allgemein entsteht ausschließlich in der Elektronenhülle durch deren Reorganisation bzw. durch Bremsung bzw. Ablenkung einer bewegten Ladung im Absorbermaterial, g-Stahlung hingegen kann ausschließlich durch Reorganisation oder Abregung der Nukleonen im Kern entstehen. Es kommt bei dieser Klassifizierung im Gegensatz zur Astrophysik nicht auf energetische Aspekte an.

Spontanspaltung

Eine andere Möglichkeit für zu große Kernen, deren Bindungsenergie nicht mehr ausreicht, um das Gebilde stabil zu halten ist die Spontanspaltung. Dieser Zerfallskanal wird nur von den Trans-Uranen populiert und bei leichten bzw. mittelschweren Kernen nicht beobachtet. Hierbei zerplatzt ein massiver Kern unter Emission einer für das Nuklid charakteristischen Anzahl Neutronen (2-4) in zwei Bruchstüke (seltener auch 3). Die Zerfallsgleichung sieht wie folgt aus:

Die Spontanspaltung kann formal in vier Abschnitte unterteilt werden, wie aus Abbildung 17 hervorgeht.


Schema der Spontanspaltung

Aufgrund der wenig aufwendigen Apparatur und der vergleichsweise leichten Handhabung werden Spontanspalter sehr gerne als Neutronenquellen eingesetzt. Ein beliebtes Nuklid ist das 252Cf, welches im Mittel 3,8 Neutronen pro Spaltung frei setzt und in der Technik vielerorts Anwendung findet, wo Großgeräte keinen Platz haben. Die Neutronen-Ausbeute beträgt 2,34·1012 s-1g-1 und ist somit um Größenordnungen stärker als z.B. eine Be(α,n)-Quelle; sie ist einem mittleren Reaktor im Karussell-Betrieb gleichzusetzen.

Protonenstrahlung

In Arbeit

Neutronenstrahlung

Zur Erzeugung von Neutronenstrahlung kommen zahlreiche Kernreaktionen insbes. mit Beryllium in Betracht. Kommerzielle Quellen (Neutronenkanonen) nutzen (α,n)-Prozesse aus: 227Ac/Be, 241Am/Be(B,F,Li), 242Cm/Be, 226Ra/Be, 228Th/Be od. (γ,n)-Prozesse: 124Sb/Be od. spontane Zerfallprozesse, z.B. bei 252Cf. Monoenergetische Neutronenstrahlung erhält man durch Beschuß von Tritium oder Deuterium mit Deuteronen oder Protonen. Sehr effizient sind Spallationsneutronenquellen, bei denen Protonen aus einem Beschleuniger auf ein Metall-Target geschossen werden. Zwar fällt in Kernkraftwerken Neutronenstrahlung reichlich als „Nebenprodukt“ an, jedoch entstehen die Neutronen dort in einem wenig fokusiertem und sehr breiten Energiespektrum. Die Systematische Verwendung ist dadurch eingeschränkt. Hauptanwendungsbereich in Forschungsreaktoren ist die Neutronenaktivierung, die einerseits zur Gewinnung künstlicher Radionuklide bzw. in der Spurenanalytik Anwendung findet.
Die Wechselwirkung der Neutronen mit Materie hängt stark von ihrer kinetischen Energie ab. Sie werden eingeteilt in

Da Neutronen elektrisch neutral sind, kann man sie nicht nachbeschleunigen, ihre kinetische Energie ist zunächst durch den Erzeugungsprozeß bestimmt; Abbremsung ist allerdings möglich. Kalte und thermische Neutronen können zur Untersuchung der Strukturen von Festkörpern verwendet werden. Thermische Neutronen werden durch Abbremsung schneller Neutronen in Moderatoren (z.B. Paraffin, Wasser od. Graphit) gewonnen. Thermische Neutronen befinden sich im thermischen Gleichgew. mit dem sie umgebenden Medium (h*ν=k*T). Ihre wahrscheinlichste kinetische Energie bei RT beträgt 0,025 eV. Thermische Neutronen sind in Reaktoren für den Hauptteil der Spaltprozesse verantwortlich. Sie können manche Stoffe ohne wesentliche Schwächung durchdringen (z.B. 50 cm dicke Bleiwände). In anderen Stoffen, z.B. Borcarbid, Cadmium od. Gadolinium, werden die Neutronen mit viel höherer Wahrscheinlichkeit absorbiert (je nach Neutroneneinfangsquerschnitt). Gadolinium (157Gd) hat hierbei mit ca. 254000 b (1 b=10–28 m2; Barn) (neben dem radioaktiven 135gXe) den größten Wirkungsquerschnitt aller Elemente. Isotope mit einer magischen Neutronenzahl haben hingegen einen sehr kleinen Wirkungsquerschnitt, da die Neutronenschalen aufgefüllt sind.
Auf dem Einfangprinzip basieren auch die BF3-Proportional-Zählrohre zur Neutronenmessung und -dosimetie (=>BF3-Kugel).
ähnlich wie die γ- u. Röntgenstrahlen wirken auch Neutronenstrahlen schädlich auf Organismen. Sie ionisieren zwar nicht direkt, stoßen aber aus chem. gebundenem Wasserstoff (Protonen) heraus, die ihrerseits ionisierend u. zerstörend wirken; oder sie deponieren bei Stößen mit den Atomen Energie in diesen. Diese angeregten Atome relaxieren dann wie obenbeschrieben zurück in den Grundzustand unter Emission von Strahlung und/oder Teilchen. Auf dieses Prinzip gründen sich sowohl die verheerende Wirkung der Neutronenbombe auf lebende Organismen als auch die heilende Wirkung in der Krebstherapie.

Ultraviolette Strahlung

In Arbeit


die Bilder und Formeln weden derzeit überarbeitet