AstroNuklFyzika ® Jaderná fyzika - Astrofyzika - Kosmologie - Filosofie Fyzika a nukleární medicína

1. Jaderná a radiační fyzika
1.0. Fyzika - fundamentální přírodní věda
1.1. Atomy a atomová jádra
1.2. Radioaktivita
1.3. Jaderné reakce
1.4. Radionuklidy
1.5. Elementární částice
1.6. Ionizující záření


1.6. Ionizující záření

Záření - důležitý přírodní fenomén

Z á ř e n í :
Pod zářením (radiací) obecně rozumíme procesy, při nichž dochází k přenosu energie prostorem "na dálku" prostřednictvím fyzikálních polí nebo mikročástic *).
Kromě energie dochází při záření i k přenosu hmoty a informace.

*) Není tedy zářením přenos kinetické energie např. do dálky vrženým kamenem nebo vystřelenou kulkou z pušky. Zářením jsou např. letící elektrony, protony či neutrony, urychlená jádra atomů, letící ionty popř. celé atomy. A samozřejmě elektromagnetické vlny a jejich kvanta fotony.
  Tento radiační přenos energie může být uskutečňován dvěma druhy mechanismů:

Záření se může šířit buď:

Přenos informace zářením
Přenos energie zářením, vzhledem k jeho strukturovanosti, je doprovázen i přenosem informace. Záření nese informace jednak o svém zdroji (jeho povaze, složení, "síle", příp. proměnnosti atd.), jednak o látkovém prostředí, jímž záření prochází (hustota, tloušťka, chemické složení látkového prostředí). Tyto informace jsou "zakódovány" jednak v intenzitě záření, jednak v energetickém spektrálním rozložení. Za pomoci detekce a spektrometrie nám tak záření může pomáhat odhalovat tajemství složení hmoty, strukturu a evoluci vesmíru (především hvězd a galaxií, jakož i globální kosmologické otázky), v biologické oblasti pak anatomickou stavbu a fyziologické děje v živých organismech (§3.2 "
Rentgenová diagnostika", kapitola 4 "Radioisotopová scintigrafie").
Energie a účinky záření 
Vedle druhu záření (druhu částic tvořících záření) rozhoduje o jeho vlastnostech šíření a interakce s látkou především energie kvant záření. Z tohoto hlediska rozlišujeme:
l "Měkké" záření,
jehož kvanta mají nízkou energii (<cca 5keV) a nejsou schopna vyrážet elektrony z atomových obalů. Na látku vykazují především mechanické a tepelné účinky, v některých případech účinky elektrické (vnější a vnitřní fotoefekt, změny elektrické vodivosti) a na složitější nebo slabě vázané molekuly účinky fotochemické (klasická fotografie, fotosyntéza u rostlin).
l "Tvrdé" záření,
jehož kvanta mají dostatečně vysokou energii (desítky keV a vyšší) a při průchodu látkou vyrážejí elektrony z atomů a látku ionizují. Ionizace pak vede nejen k účinkům elektrickým a fotochemickým, ale v případě sloučenin k řadě chemických reakcí rozkladu stávajících molekul a příp. vzniku sloučenin nových. Energie nesená tvrdým zářením, prostřednictvím účinků záření na látku, může být proto využívána v řadě tzv. radiačních technologií; v medicínské oblasti aplikace záření pomáhá léčit některá onemocnění, především nádorová (§3.6 "
Radioterapie").

Elektronika - optoelektronika - fotonika
Přenosem energie a informace se zabývají některé speciální vědecko-technické obory:
¨ Elektronika je vědecko-technický obor zabývající se přenosem energie a informace prostřednictvím elektrických signálů - především elektronů a jimi buzených elektromagnetických polí a vln.
¨ Optoelektronika, zvaná též fotonika, je vědecko-technický obor zabývající se přenosem energie a informace prostřednictvím fotonů, především viditelného světla. Zabývá se zdroji fotonů, především lasery a světlo emitujícími diodami, technikou přenosu světla (např. optickými vlákny), metodami detekce fotonů a jejich konverzí na elektrické signály (fotodiody a fototranzistory, CCD, fotonásobiče) a zpracováním těchto signálů v elektronických obvodech, včetně software výpočetní techniky. Emise, interakce a detekce fotonů se děje na kvantové úrovni, proto se někdy mluví o kvantové fotonice.
  Elektronika a optoelektronika hraje klíčovou úlohu v detekci ionizujícího záření, v elektronických zdrojích ionizujícího záření (rentgenky, urychlovače), jakož i v příslušné měřící a regulační technice.

Ionizující záření
Při studiu radioaktivních jevů a interakcí částic jsme opakovaně poznali, že různé druhy emitovaného záření zde mají zpravidla značně vysokou energii, mnohem větší než obvyklé světlo. Tato vysoká energie kvant "radioaktivního" záření, záření X a některých dalších druhů, je důležitou vlastností, rozhodující o účincích záření na hmotu - jedná se o záření ionizující:

Ionizující záření:
Ionizujícím zářením nazýváme takové záření, jehož kvanta mají natolik vysokou energii, že jsou schopna vyrážet elektrony z atomového obalu a tím látku ionizovat.

K ionizaci látkového prostření vytržením elektronu z atomu je nutné předat elektronu energii větší než je jeho vazbová energie v atomu - výstupní práce, ionizační energie. Pro nejlehčí atom vodíku, jehož elektron je v základním stavu na slupce K, je to 13,6 eV. U složitějších atomů s protonovým číslem Z je vazbová energie elektronů na K slupce Z2-krát větší než u vodíku. Pro olovo (Z=82) činí ionizační energie na K-slupce asi 85keV. U atomů s více elektrony máme různé hodnoty ionizačních energií, neboť elektrony mají na různých slupkách různé vazbové energie. Hodnota vazbové energie rychle klesá se vzdáleností elektronové dráhy od jádra - je nepřímo úměrná druhé mocnině hlavního kvantového čísla, které udává pořadí elektronové dráhy. Nejmenší vazbovou energii mají valenční elektrony, které jsou na vnější slupce nejvíce vzdálené od jádra.
  Pro běžné druhy záření fotonového (X a
g), elektronového (b-) a alfa se v praxi (radiační ochrany) za energetickou hranici ionizujícího záření bere energie 5 keV. Složitější situace je u neutronového záření, kde i velmi pomalé neutrony vstupují do jader a prostřednictvím jaderných reakcí mohou vyvolávat sekundárně ionizaci (a to i zpožděně či dlouhodoběji - aktivace jader, vznik radionuklidů). Podobně není definována prahová energie ionizace u záření b+, kde i velmi pomalé pozitrony anihilují s elektrony za vzniku tvrdého ionizujícího záření g.
Terminologická poznámka: 
Pro ionizující záření se též někdy používají názvy "jaderné záření" nebo "radioaktivní záření". Tyto názvy nejsou příliš vhodné a mohou být zavádějící. "Jaderné záření" zahrnuje pouze záření
a,b,g vycházející z jádra, nikoli však brzdné a charakteristické X-záření, anihilační g-záření, ani záření vznikající v urychlovačích a při interakcích částic. Obdobně je tomu u "radioaktivního záření", kde navíc slovo "radioaktivní" může vzbuzovat představu, že kvanta tohoto záření jsou radioaktivní - to samozřejmě není pravda (s výjimkou neutronového záření (volné neutrony jsou b--radioaktivní) a některých "exotických" druhů záření, jako je mionové či pionové, sestávajících z krátce žijících rozpadajících se částic; ale toto se zde nemyslí). Název "radioaktivní záření" lze chápat jedině ve smyslu "záření vznikající při radioaktivitě" a i pak zahrnuje jen některé druhy ionizujícího záření. Často používaný název "radiace" obecně zahrnuje všechny druhy záření, nejen ionizujícího.

Fyzika ionizujícího záření - radiační fyzika - radiologie - dozimetrie
Fyzika ionizujícího záření je též známá pod názvem radiační fyzika či radiofyzika. Zahrnuje širokou problematiku:
¨ Mechanismy vzniku záření
¨ Fyzikální vlastnosti záření
¨ Interakce záření s látkou (včetně radiobiologických účinů)
¨ Detekce a spektrometrie záření
¨ Matematická analýza a vyhodnocování výsledků
   Speciální oblastí fyziky záření je radiologická fyzika, zabývající se fyzikálními aspekty záření pro diagnostiku a terapii v medicíně. Dozimetrie ionizujícího záření je obor radiační fyziky, který se zabývá účinky záření na látky ve vztahu k druhům a vlastnostem interakce záření s látkou a k množství záření, pohlceném v látce (pohlcená energie - "dávka") - §5.1 "Účinky záření na látku. Základní veličiny dozimetrie.". Studovanou látkou je především v živá tkáň, modelová měření dávek a dávkových příkonů se provádějí ve vodě, vzduchu a speciálních dozimetrických fantomech.
Radiologie - záření v biologii a medicíně 
Z etymologického hlediska slovo radiologie značí obecně vědu o záření. Historickým vývojem se však jeho význam zúžil a specifikoval. Radiologie je nyní věda o významu a využití záření v medicíně a biologii, lékařský obor, který využívá ionizující záření k diagnostice a terapii. Zahrnuje především tři hlavní speciální obory:
l Rentgenová diagnostika zvaná též radiodiagnostika*) (§3.2 "Rentgenová diagnostika")
l Radioterapie (§3.6 "Radioterapie")
l Nukleární medicína (kapitola 4 "Radioisotopová scintigrafie")
*) Do radiodiagnostiky byly v průběhu vývoje začleněny i další diagnostické zobrazovací metody, nevyužívající ionizujícího záření - ultrazvuková sonografie (viz Ultrazvuková sonografie), nukleární magnetická rezonance (Nukleární magnetická rezonance) a termografie (Termografie).
  Biologickými účinky ionizujícího záření se zabývá radiobiologie (viz §5.2 "Biologické účinky ionizujícího záření") - obor na pomezí radiační fyziky a biologie.

Druhy ionizujícího záření
Záření přímo a nepřímo ionizující 
Ionizační
účinky jsou tedy společnou vlastností všech druhů ionizujícího záření. Konkrétní mechanismy interakce záření s hmotou jsou však pro každý druh záření specifické. Z tohoto hlediska se ionizující záření rozděluje na dvě skupiny:

Z hlediska fyzikálních, chemických a zvláště biologických účinků ionizujícího záření na ozařovanou látku, především na živou tkáň, se záření někdy ještě dělí podle hustoty ionizace, kterou v látce při svém průchodu vyvolává:
¨ Záření řídce ionizující - záření X, gama, beta. Při průchodu vodou nebo tkání vytváří asi 100 iontových párů/1 mikrometr.
¨ Záření hustě ionizující - záření alfa, neutronové záření, protonové záření. Vytváří až 2000 iontových párů/1 mikrometr tkáně.
   Tato oklolnost souvisí s tzv. lineárním přenosem energie (zavádí se v §5.1). Rentgenové, gama a beta záření mají v látce relativně dlouhý dolet (zvláště záření gama) a proto vytvořené ionty jsou podél dráhy částice rozloženy řídce - nízký lineární přenos energie. Má-li záření v látce krátký dolet (neutrony, protony, alfa záření), je absorbovaná energie rozložena podél krátké dráhy - lineární přenos energie je vysoký a vytvořené ionty jsou podél dráhy rozloženy velmi hustě. Pro účely radiobiologie a radiační ochrany (kapitola 5 "Biologické účinky záření.Radiační ochrana") se pro každý druh záření zavádí tzv. jakostní faktor Q, který udává, kolikrát je dané záření biologicky účinnější než záření fotonové (X nebo gama). Pro záření X, gama a beta je jakostní faktor Q=1, pro pomalé neutrony Q=2-3, pro rychlé neutrony a pro protony Q=10, pro záření alfa je Q=20. Podrobněji je tato problematika diskutována v kapitole 5 "Biologické účinky ionizujícího záření. Radiační ochrana".

Záření vlnové a korpuskulární
V odstavci o korpuskulárně-vlnovém dualismu jsme si ukázali, že vlnění se může chovat jako proud částic a částice naopak mají vlnové vlastnosti. Neznamená to ale, že rozdíl mezi částicemi a vlnami je zcela setřen! Existuje jedno důležité kritérium, podle něhož spolehlivě poznáme, zda záření má vlnovou či korpuskulární podstatu: je jím klidová hmotnost m
o kvant tohoto záření. Klidová hmotnost mo je hmotnost částice měřená v inerciální vztažné soustavě v níž je částice v klidu.

Kromě tohoto základního dělení se pak již uvažují konkrétní druhy ionizujícího záření, jejichž názvy jsou dány druhem částic nebo kvant jež je tvoří, nebo vznikly historickým kontextem. U fotonového záření je to záření X (rentgenové) a gama - podle energie fotonů a mechanismu vzniku. Z korpuskulárního záření je běžně známé záření alfa (proud rychlých héliových jader) a beta (b- - elektronové záření, b+ - pozitronové záření).
Méně obvyklé a "exotické" druhy záření 
Vedle obvyklých druhů ionizujícího záření fotonového (X,
g) a korpuskulárního (a, b±) se v přírodě i v umělých zdrojích občas můžeme setkat i s dalšími méně častými, či dokonce "exotickými" druhy záření:
¨ Neutronové záření, vznikající především při jaderných reakcích, ve velkém množství zvláště v jaderných reaktorech. Jeho vlastnosti jsou podrobněji rozebírány níže v části "Neutronové záření a jeho interakce".
¨ Protonové záření tvoří v přírodě základní složku primárního kosmického záření a uměle se produkuje v urychlovačích. Kromě výzkumu ve fyzice částic se používá pro výrobu umělých radionuklidů (spolu s urychlenými deuterony; §1.4, část "Výroba umělých radionuklidů") a v tzv. hadronové radioterapii (§3.6, část "Hadronová radioterapie").
¨ Záření těžších iontů, tvořené rychle letícími jádry těžších prvků než hélia. Jsou stopově zastoupena v primárním kosmickém záření a uměle se produkují na urychlovačích k jadernému výzkumu, výrobě radionuklidů (včetně transuranů) i pro účely hadronové radioterapie (např. urychlená jádra uhlíku 12C).
¨ Mionové záření (proud rychlých mionů m+ či m-) tvoří v přírodě důležitou složku sekundárního kosmického záření, dopadající až na zemský povrch. Vzniká v řadě vysokoenergetických interakcí částic v přírodě i na urychlovačích.
¨ Pionové záření (proud rychlých pionů p+ či p-, popř. p0) se na Zemi vyskytuje v horních vrstvách atmosféry, kde vzniká interakcemi vysokoenergetického primárního kosmického záření. Na velkých urychlovačích pak piony vznikají při jaderných interakcích protonů urychlených na vysoké energie. Vedle základního výzkumu v jaderné fyzice se experimentálně zkouší jako účinný nástroj v hadronové radioterapii (§3.6, část "Hadronová radioterapie", pasáž "Radioterapie mezony p-").
¨ Antiprotonové záření, tvořené proudem rychlých antiprotonů (antičástic k protonům), vzniká při jaderných interakcích protonů urychlených na velmi vysoké energie. Vedle základního výzkumu ve fyzice částic se uvažuje o jeho použití pro hadronovou radioterapii (§3.6, část "Hadronová radioterapie", pasáž "Antiprotonová radioterapie").
¨ Neutrinové záření patří, z hlediska fluence částic, mezi nejhojněji se vyskytující a nejintenzívnější záření v přírodě. Jeho radiační význam je však zcela nepatrný (prakticky nulový) a většinou se ani mezi ionizující záření nezařazuje. Je to díky extrémně malému účinnému průřezu interakce neutrin s látkou. Vznik a vlastnosti neutrin jsou podrobně rozebírány v §1.2, část "Neutrina".

Zdroje ionizujícího záření
V §1.2-1.5 jsme si ukázali řadu jevů, při nichž vzniká ionizující záření. Každý předmět, přístroj, látka nebo preparát, který emituje ionizující záření se označuje jako zdroj ionizujícího záření či zkráceně zářič. Zářiče lze klasifikovat podle několika kritérií. Rozdělení na přírodní a umělé zdroje zde pro nás není důležité
(je však uvedeno v §5.2, pasáž "Zdroje ozáření ionizujícím zářením"). Podle principu a mechanismu vzniku záření můžeme zářiče rozdělovat na:

Podle energie emitovaných kvant záření můžeme zdroje ionizujícího záření rozdělovat na dvě skupiny:
¨ Nízkoenergetické, produkující částice či fotony o energiích řádově jednotky až stovky keV. V radiologické hantýrce se též nazývají kilovoltážní. Patří sem rentgenky a většina radiosotopů.
¨ Vysokoenergetické, produkující kvanta záření o energiích jednotky, desítky či stovky MeV, GeVTeV. V radiologické hantýrce se též nazývají megavoltážní. Jedná se především o vysokoenergetické urychlovače, ojediněle to mohou být i některé radioisotopy (jako je 60Co).

Podle technického řešení a konstrukčního uspořádání se dále zdroje ionizujícího záření, především radioaktivní zářiče, dělí na dvě skupiny:

Podle svého geometrického tvaru mohou být zdroje záření:
¨ Bodové - jejichž velikost je mnohem menší než vzdálenost, v níž vyšetřujeme emitované záření nebo kde se nachází ozařovaný objekt.
¨ Čárové - radioaktivní látka je naplněna v tenké trubičce nebo obsažena v tenkém drátku (uvnitř nebo nanesena na povrchu). Čárové zdroje mohou být provedeny jako lineární (tvaru úsečky), nebo mohou být ohnuty do křivky libovolného tvaru.
¨ Plošné - radioaktivní látka je nanesena v tenké vrstvě na podložce, většinou tvaru obdélníku nebo kruhu.
¨ Objemové (prostorové) - radioaktivní látka je rozložena v materiálu určitého tělesa, nejčastěji tvaru kvádru, válce, koule.
  Rozložení zářiče na délce, ploše nebo v objemu přitom může být homogenní či nehomogenní. Bodové, čárové a plošné homogenní zdroje se často používají jako etalonové a kalibrační zářiče pro radiometrické přístroje, včetně scintilačních kamer
(viz např. "Fantomy a fantomová měření v nukleární medicíně").
  Další detailnější dělení zdrojů ionizujícího záření je podle druhu emitovaného záření (zářič a, b, g, X, neutronový zdroj, zdroj urychlených protonů či těžších iontů), podle aplikace k níž je zdroj určen (průmyslové zdroje - např. defektoskopické, lékařské ozařovače a pod.), podle své "síly" a tím míry radiačního rizika při jeho používání (drobný zdroj, nevýznamný, významný či velmi významný zdroj), viz kap.5 "Biologické účinky záření. Radiační ochrana".

Fyzikální veličiny charakterizující ionizující záření
Energie záření 
Základní fyzikální veličinou charakterizující ionizující záření je kinetická energie jeho kvant (částic, fotonů). Na energii emitovaných částic výrazně závisejí vlatnosti záření při interakci s látkami (ionizace, dolet, příp. jaderné reakce). Základní fyzikální jednotka energie joule [J], obecně používaná ve všech oblastech přírodovědy makrosvěta, je pro měření kinetické energie mikročástic neprakticky velká. Používá se zde elektronvolt [eV] a jeho dekadické násobky [keV,MeV,GeV,TeV]
- viz §1.1 "Atomy a atomová jádra", část "Jednotky energie, hmotnosti a náboje v atomové a jaderné fyzice". Převodní vztah je: 1 eV = 1,6.10-19 J.
  Zdroje ionizujícího záření většinou nejsou monoenergetické
(nevyzařují záření pouze jedné energie), ale emitují kvanta záření o různých energiích. V takovém případě energii záření charakterizujeme energetickým spektrem, které udává rozdělení (relativní zastoupení) emitovaných částic či kvant záření podle jejich energie (je podrobně popsáno v kap.2 "Detekce a spektrometrie ionizujícího záření"). Vyjadřuje se graficky tak, že na vodorovnou osu se vynáší energie v [keV či MeV] a na svislou osu relativní počet částic-kvant, které mají příslušnou energii. Energetické spektrum může mít dva základní tvary:
¨ Spojité spektrum, kdy radionuklid či elektronický zdroj emituje částice o všech energiích v určitém intervalu (většinou od nuly až po určitou maximální energii), přičemž v závislosti na energii se víceméně plynule mění jejich množství. Tak je tomu u radioaktivity beta (§1.2, část "Radioaktivita beta", obr.1.2.3 uprostřed), u brzdného záření z rentgenky (§3.2 "X-záření - rentgenová diagnostika", obr.3.2.1 uprostřed), u synchrotronového záření z urychlovačů (§1.5, část "") nebo neutronových hvězd (§4.2 "Konečné fáze hvězdné evoluce. Gravitační kolaps", část "Neutronové hvězdy" v monografii "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu"). Grafem je plynulá spojitá křivka, v některých oblastech energií rostoucí, v jiných klesající či nulová.
¨ Čárové spektrum, kdy zdroj emituje částice pouze o jedné nebo několika určitých - diskrétních - energiích. Tak je tomu u záření gama z radionuklidů (§1.2, část "Záření gama", obr.1.2.7) či u charakteristického X-záření z vnitřních elektronových orbit atomů (§3.2, část "Zdroje X-záření - rentgenky", část "Charakteristické X-záření"). Též u konverzních a Augerových elektronů (§1.2, část "Vnitřní konverze záření gama a X"). Čárové spektrum je tvořeno ostře vyjádřenými diskrétními maximy/vrcholy - píky - pro přesně definované energie; v oblastech mimo píky jsou hodnoty nulové.
Pozn.: V minulosti (zhruba do 60.let) se spektrum fotonového záření, zvláště X, někdy vynášelo pomocí vlnové délky na vodorovné ose. Tento způsob je značně nevhodný a zavádějící, zvláště ve vztahu k mechanismům vzniku tohoto záření, kde vystupují energie elektronových orbitů a jaderných hladin v [keV], nebo hodnoty urychlujícího napětí v [kV]. Nyní je již dávno opuštěný, spektra ionizujícího záření se vynášejí zásadně v energetických jednotkách [keV,MeV].
Radiační výkon - emise zdroje, úhlová emise a vyzařovací charakteristika 
Další základní charakteristikou každého zdroje záření (nejen ionizujícího) je jeho "síla", intenzita, zářivost či radiační výkon - množství záření, vysílaného zdrojem za jednotku času. Zavádí se veličina emise zdroje, definovaná jako počet emitovaných částic ze zdroje za jednotku času - jednotka je [počet kvant/sekundu], zkráceně či rozměrově [s
-1] *). Někdy se vyjadřuje i zářivý výkon zdroje v energetických jednotkách watt [W], jakožto úhrnná energie všech kvant záření, emitovaných zdrojem za jednotku času (1 sekundu). Zářiče pro terapeutické použití se též někdy charakterizují dozimetrickými veličinami dávkovou či kermovou vydatností [Gy.m2.s-1], což je dávkový či kermový příkon v referenční vzdálenosti 1m od středu zářiče.
*) Počet částic či energii musíme pojímat jako průměnou hodnotu, časově zprůměrovanou přes statistické fluktuace toku záření ze zdroje - je důležité zvláště u slabých zdrojů! U radioaktivních zdrojů je emise dána aktivitou příslušného radionuklidu s příslušnými koeficienty, udávajícími počet emitovaných částic na 1 radioaktivní rozpad, jakož i opravy na samoabsorbci ve zdroji a v pouzdře zdroje, příp. vznik sekundárních částic při různých interakcích uvnitř zdroje.
  Vedle celkové emise či radiačního výkonu zdroje je důležité i směrové rozložení emitovaného záření. Některé zdroje, především radionuklidy, emitují záření téměř izotropně do všech směrů, jiné neizotropně - do různých směrů je emitována různá intenzita záření, mohou mít i velmi úzkou směrovou vyzařovací charakteristiku *). Zavádí se veličina úhlová emise zdroje, což je emise vztažená na jednotkový prostorový úhel; jednotkou je [(počet kvant/sekundu)/1steradián], rozměr [s-1.Sr-1]. Úhlové rozložení zdrojem emitovaného záření - úhlová emise zdroje - se vyjadřuje směrovou vyzařovací charakteristikou, což je diagram v polárních či sférických souřadnicích, vyjadřující pro každý úhel příslušný tok emitovaných kvant ze zdroje do tohoto směru (úhlu).
*) Ze světelných zdrojů vyzařují téměř izotropně, tj. mají kulový vyzařovací diagram, např. malé žárovečky (s výjimkou směru k patici), ve vesmíru mnohé hvězdy (pokud jsou v rovnovážném stádiu a rychle nerotují). Silně neizotropní je vyzařování laserů či polovodičových LED diod, ve vesmíru neutronových hvězd či akrečních disků kolem rotujících černých děr (kvasary - viz §4.8 "Astrofyzikální význam černých děr" knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu", pasáž "Akreční disky" - zde je i v pravé dolní části obr.4.28 ukázka silně neizotropní úhlové vyzařovací charakteristiky tlustého akrečního disku kolem rotující černé díry, kde vyzařování probíhá ve formě výtrysků podél rotační osy). U zdrojů ionizujícího záření vyzařují izotropně radionuklidové zdroje (pokud jejich geometrická konfigurace či zapouzdření nezpůsobuje zvýšenou absorbci záření v některých směrech). Neizotropní vyzařování mají rentgenky a obecně brzdné záření vznikající při dopadu nabitých částic (elektronů) na terčík. Velmi úzké vyzařovací charakteristiky - "tužkové" svazky - jsou u částic z urychlovačů. Do úzkých svazků bývá záření často úmyslně tvarováno či kolimováno (viz níže pasáž "Vymezení svazku záření - kolimace"), např. na ozařovačích v radioterapii (§3.6, část "Modulace ozařovacích svazků IMRT, IGRT").
  Všechny veličiny, charakterizující intenzitu zdrojů záření, závisejí na řadě okolností uvnitř zdrojů a obecně jsou funkcemi času. U elektronických zdrojů časová závislost souvisí se zapnutím a vypnutím zdroje a s elektronickou regulací energie, výkonu a intenzity. U radioaktivních zářičů se jedná především o exponenciální pokles aktivity s časem (§1.2, část "Obecné zákonitosti přeměny atomových jader", obr.1.2.1), v závislosti na poločasu rozpadu příslušného radionuklidu.

Pole a svazek záření, intenzita záření
Kvanta záření, šířící se od zdroje záření, v okolním prostoru vytvářejí tzv. pole záření (zářivé pole). Jestliže se kvanta záření v daném místě prostoru pohybují převážně jedním určitým směrem, hovoříme o svazku záření.
   Vedle druhu a energie jednotlivých kvant ionizujícího záření je další zcela základní charakteristikou pole záření intenzita (síla) tohoto záření *), která rozhoduje i o míře účinků záření na hmotu v daném místě. V závislosti na fyzikálním a aplikačním kontextu se intenzita záření (jeho tok) kvantifikuje v zásadě dvojím způsobem:

*) V obecném případě je pole záření úplně popsáno, je-li v každém jeho bodě (r,J,j) v polárních souřadnicích známa energie E a počet kvant záření N šířících se ve směru (J,j) - energetická a úhlová distribuce intenzity záření I(E,J,j). Úplná znalost této distribuce však v praxi není nutná (bylo by velmi obtížné ji změřit). Integrací distribuční funkce přes všechny směry (přes všechny hodnoty úhlů J,j od 0 do 2p, tj. přes plný prostorový úhel 4p) získáme sférickou distribuci I(E) = 0ň2p0ň2p I(E,r,J,j)dJdj, vyjadřující celkový tok částic (popř. tok energie), procházejících za sekundu koulí s jednotkovým hlavním řezem libovolným směrem - fluenci.
Terminologická poznámka:
Pojem fluence pochází z lat. fluentum=proud, tok. Zde jej používáme ve smyslu příkonu fluence (fluence, někdy pojímaná jako celkový počet kvant prošlých jednotkovou plochou bez časového určení, se prakticky nepoužívá).
   Při používání ionizujícího záření se většinou vyskytuje typická radiační situace: máme určitý zdroj záření, který vyzařuje záření do svého okolí (vytváří radiační pole) a toto záření působí na přítomnou látku, kterou může být i živá tkáň. Pro některé aplikace záření, především v radioterapii (§3.6 "Radioterapie") a v radiační ochraně (§5.1 "Účinky záření na látku. Základní veličiny dozimetrie."), se pole záření kvantifikuje též pomocí dozimetrických veličin - distribucí radiační dávky, resp. dávkového příkonu v dané ozařované látce, nejčastěji ve vodě nebo tkáni. Svazek záření v praxi není nikdy homogenní, takže prostorová distribuce intenzity záření a radiační dávky má většinou složitý průběh (nejvyšší dávka bývá v centrální části svazku, směrem k okrajům klesá). Prostorové rozložení radiační dávky se často mapuje pomocí tzv. isodosních křivek - myšlených čar, představujících spojnice bodů se stejnou dávkou. Většinou se zakreslují isodosní křivky pro určitá procenta z místa s maximální dávkou, např. isodosy 80%, 50%, 20% a pod. (připomíná to vrstevnice na mapě).
Geometrický tvar svazků záření 
Prostorové rozložení intenzity záření - geometrický "tvar" svazku - závisí na řadě okolností vyzařování a šíření kvant záření ve vakuu či v látkovém prostředí. Za normálních okolností má svazek záření obecně rozbíhavý tvar *). Primární příčinou této divergence jsou různé směry vektorů rychlosti, s nimiž jednotlivá kvanta záření vylétají ze svého zdroje do okolního prostorového úhlu. V blízkosti zdroje je rozbíhavost svazku záření velká, se vzdáleností se snižuje a ve velkých vzdálenostech se záření nakonec stává prakticky rovnoběžné. Jedná-li se o kopuskulární nabité záření (alfa, beta, protonové), k divergenci svazku přispívá i vzájemné elektrické odpuzování souhlasně nabitých částic. Při průchodu záření látkovým prostředím k divergenci a "rozmazání" tvaru svazku výrazně přispívá rozptyl kvant záření na atomech látky (v případě fotonového záření je to Comptonův rozptyl).
*) Určitou výjimkou jsou rovnoběžné světelné svazky emitované lasery a sekundární záření vznikající v terčíku při nárazu vysokoenergetických (ultrarelativistických) částic, které je úzce směrované v důsledku relativisticko-kinematických efektů.
  Pro řadu aplikací je zapotřebí rovnoběžný či sbíhavý (konvergentní, fokusovaný) tvar svazku záření. V optickém oboru to lze dosáhnout poměrně snadno průchodem světla přes spojné čočky nebo jeho odrazem od dutých zrcadel. Pro ionizující záření bohužel žádná refrakční ani reflexní optika nefunguje. Požadovaný tvar svazku záření lze (omezeně) dosáhnout jedině kolimací
(viz níže "Vymezení svazku záření - kolimace"), ovšem za cenu značné ztráty intenzity původního záření.
Intenzita záření z radioaktivních zdrojů 
Častými zdroji ionizujícího záření v praxi bývají radioaktivní zářiče
(§1.2 "Radioaktivita"). Radioaktivní zářič emituje své záření izotropně do všech směrů, do plného prostorového úhlu 4p. Se vzdáleností r od zdroje se záření "zřeďuje", je distribuováno na myšlené sféře o ploše S=4pr2. Intenzita záření I (fluence částic-kvant/s/m2), emitovaného takovým radioaktivním zdrojem, je tedy přímo úměrná aktivitě A preparátu a nepřímo úměrná druhé mocnině vzdálenosti r od zdroje (přesně to platí pro bodový zářič, přibližně za situace, kdy vzdálenost je podstatně větší než rozměry zdroje):
                        I   =   G  .
A/4pr2  .
Koeficient G udává počet kvant, emitovaných radionuklidem při jedné radioaktivní přeměně. Nejčastěji se kvantifikuje pro fotony záření
g (popř. charakteristické X-záření) *). V nejjednodušším případě je G=1; pokud jen část rozpadů vede na vzbuzené jaderné hladiny (a další část na nezářivý základní stav dceřinného jádra), je G<1. V případě kaskádových deexcitací je G>1; podobně u roztoků pozitronových b+ radionuklidů je G»2 (současná emise dvou anihilačních fotonů g). V praxi je pro stanovení intenzity záření od radionuklidových zdrojů potřeba brát v úvahu efekty absorbce záření v samotném zdroji či jeho obalu, jakož i v prostředí mezi zdrojem a měřeným místem - výsledná intenzita bude nižší. Pro stanovení fluence energie a radiační dávky by se ještě násobilo střední energií emitovaných kvant (podrobněji je odvozeno v §5.1., pasáž "Radiační dávka z radioaktivity").
*) Pro záření a a b je problematické tento vztah použít, neboť značná část takového záření se absorbuje již v samotném zdroji a k další výrazné absorbci dochází ve vzduchu či jiném prostředí, ležícím mezi zdrojem a měřeným místem.
Vymezení svazku záření - kolimace 
V naprosté většině procesů vzniku ionizujícího záření je toto záření emitováno téměř izotropně do všech směrů *).
*) Výjimkou jsou interakce částic vysokých energií, kdy vlivem relativistických zákonitostí zachování hybnosti jsou vznikající sekundární částice a záření kinematicky nasměrovány (kolimovány) ve směru pohybu primárních vysokoenergetických částic.
  Často však potřebujeme záření cíleně směrovat do určitého úhlu, či ho soustředit do určitého místa; záření do jiných směrů může být nežádoucí - rušivé či dokonce škodlivé a nebezpečné.
¨ Elektromagnetická kolimace nabitých částic
U korpuskulárního záření nabitých částic se vhodné směrování - kolimace - dá dosáhnout působením elektrických a magnetických polí, která silově působí na nabité částice. Dochází tím k vychylování směru paprsku, který můžeme cíleně nasměrovat do požadovaného místa.
¨ Mechanická absorbční kolimace záření
Jednodušším způsobem, který zároveň funguje jak pro nabité částice, tak pro záření
g a X, je však použití kolimátorů. Kolimátor je takové mechanické a geometrické uspořádání materiálů absorbujících daný druh záření, které propouští jen záření z určitých požadovaných směrů (úhlů), zatímco záření z jiných směrů absorbuje a nepropouští **).
**) Takové absolutně ostré kolimace však v praxi nelze vždy dosáhnout. U pronikavého vysokoenergetického záření g dochází v okrajových hranách kolimátoru k částečnému prozařování, což v okrajových částech kolimovaného svazku vytváří jakýsi "polostín".
  Kolimátory se používají prakticky ve všech aplikacích ionizujícího záření. Většinou se jedná o jednoduché kolimátory tvaru různých tubusů či clon (jak je znázorněno třebas na obr.2.8.1). Složitě konfigurované kolimátory pak hrají klíčovou úlohu např. ve scintigrafii (zobrazovací kolimátory s velkým počtem otvorů - §4.2 "Scintilační kamery", část "
Kolimátory"), v RTG diagnostice (Buckyova-Potterova či Lysholmova clona- §3.2 "Rentgenová diagnostika") a v radioterapii (např. mnoholamelové MLC kolimátory - §3.6 "Radioterapie", pasáž "Modulace ozařovacích svazků"). Pro měkké X-záření za určitých okolností funguje reflexní zrcadlová optika, avšak jen pro velmi malé úhly dopadu-odrazu - viz dodatek "Rentgenové dalekohledy" na konci §3.2.
  V některých detekčních a zobrazovacích metodách se používá tzv. elektronická kolimace záření (viz např. "
Kamery PET" nebo "Comptonovy kamery"). Zde se však nejedná o vymezení svazku záření - do detektoru dopadá všechno záření, z něhož je jen pro účely detekce a zobrazení vybírána určitá část na základě koincidenční detekce a elektronické směrové rekonstrukce drah částic.

Interakce ionizujícího záření při průchodu hmotou
Za běžných přírodních i laboratorních podmínek je hmota (látka) složena z atomů, které jsou příp. vázané v molekuly a mohou tvořit krystalické či amorfní struktury pevného, kapalného nebo plynného skupenství
(neuvažujeme zde "exotické" formy látky, jako je ionizovaná plasma). Interakce záření s látkou tedy probíhá primárně na atomární úrovni, příp. při vyšších energiích na jaderné a částicové úrovni.
Kolektivní a individuální interakce s atomy 
Makroskopická tělesa při pohybu v látkovém prostředí (např. kámen vržený do vody) interagují současně, kolektivně, s mnoha miliardami atomů a molekul. Podobně elektromagnetické záření delších vlnových délek - radiovlny, světlo: kolektivní elektromagnetická interakce s velkým počtem atomů vede ke známým zákonům optiky - odrazu, lomu, ohybu. Vysokoenergetická kvanta ionizujícího záření však mají natolik krátkou (efektivní) vlnovou délku, že interagují individuálně s jednotlivými atomy látky, s elektrony, příp. atomovými jádry a elementárními částicemi. Proto se interakce ionizujícího záření s látkou zásadně liší od obvyklého "měkkého" záření jako je světlo.
   Než si začneme popisovat způsoby interakcí konkrétních druhů záření s látkami různého složení, zmíníme se o některých obecných mechanismech uplatňujících se při průchodu záření hmotou. Především, u všech druhů záření se setkáváme s případy průchodu záření bez interakce, kdy kvantum záření může volně proletět mezi atomy látky; tento případ nastává častěji pro tvrdé záření prolétající látkou s nižší hustotou.
   Při průletu různých druhů ionizujícího záření látkou dochází obecně k interakcím kvant záření s obalovými elektrony a s atomovými jádry. Mohou se přitom v principu uplatnit všechny tři interakce, které zde připadají v úvahu - silná, slabá a elektromagnetická interakce:

   Všechny tyto interakce a procesy vedou k tomu, že při průletu kvant ionizujícího záření látkou dochází ke ztrátám energie těchto částic, k jejich brzdění a nakonec i k zastavení (je-li látkové prostředí dostatečně velké) - záření má v látce omezený dolet či dosah *). Podél dráhy svého průletu zanechávají kvanta záření ionizační stopu z volných záporných elektronů a kladných iontů. Část těchto iontů a elektronů opět vzájemně rekombinuje, avšak část jich může vyvolat nové chemické vazby a reakce v okolní látce (pokud tato látka není prvkem složených ze stejného druhu atomů), zvláště když se jedná o složitější látky organické. O využití ionizačních účinků záření pro jeho detekci a spektrometrii je podrobněji pojednáno v kap.2 "Detekce a spektrometrie ionizujícího záření", o chemických účincích ionizačního záření na látky a především na živou tkáň pak v kap.5 "Biologické účinky ionizujícího záření".
*) Dolet (dosah) záření v látce
Protože jednotlivé procesy interakce a srážek kvant záření s atomy látky mají náhodný charakter, není dosah částic záření vždy stejný - pohybuje se kolem určité střední hodnoty zvané střední dosah R
s. Někdy se uvádí hodnota maximálního doletu Rmax. Často se též dosah záření v látce popisuje pomocí veličiny efektivního doletu R90, což je vzdálenost, v níž se absorbuje 90% původní emitované energie částic (resp. poloměr kulového prostoru látky kolem bodového zdroje, v němž se absorbuje 90% energie emitované zdrojem).
   Co se stane s kvantem nebo částicí záření po jejich zabrzdění a pohlcení v látce - jaký je jejich konečný "osud"? Záleží na druhu záření:
- U fotonového záření (X, g) předají fotony veškerou svou energii částicím látky, většinou elektronům, a samy zaniknou při fotoefektu.
- Elektron b- se postupně brzdí srážkami s elektrony atomových obalů látky, posléze se téměř zastaví (vykonává jen tepelné kmity) - látka je "obohacena" o jeden elektron, který zůstává buď volný, nebo se naváže v některém atomu.
- Pozitron b+ se rovněž brzdí srážkami s obalovými elektrony, avšak po zabrzdění v látce nezůstane - anihiluje s elektronem za vzniku dvou protiběžných fotonů g (a ty z látky buď vyletí, nebo se absorbují).
- Proton p+ si po svém zabrzdění "přibere" elektron a látka je obohacena o jeden atom vodíku.
- Neutron n0 má dvě možnosti: Buď je pohlcen některým jádrem a způsobí jadernou reakci - v látce pak dojde k transmutaci příslušného atomu na jiný isotop, příp. se jádro může rozštěpit na jiné prvky. Pokud by pomalý neutron setrvával v látce déle, přemění se spontánně na proton, elektron a (anti)neutrino.
- Částice a si po zabrzdění "přibere" dva elektrony a látka je obohacena o jeden atom hélia.
   Složitější situace nastávají při vysokých energiích kvant a částic záření, kdy může docházet k jaderným reakcím a vzniku nových částic. Všechny různorodé procesy jsou níže rozebírány.

Tepelné a elektrické účinky záření
Ještě jeden v běžných aplikacích málo známý jev doprovází veškeré interakce záření s látkou: je to teplo. Při absorbci záření je látce předávána část energie na úrovni kinetické energie atomů. A kinetická energie pohybu atomů látky není nic jiného než teplo. Při každé další a další interakci se takto budou rozkmitávat atomy látky na větší a větší kinetickou energii - ozařovaná látka se bude zahřívat. Při nízkých tocích záření je tento jev nepozorovatelně slabý, ale při intenzívním ozařování látka "hřeje" docela zřetelně - např. terčíky v urychlovačích musejí být často chlazeny. Pokud je látka ozařována kvanty nesoucími elektrický náboj (záření
a, b-,+, protonové), popř. z látky vylétají sekundární nabité částice, bude se látka elektricky nabíjet. Tento jev by byl pozorovatelný jen ve vakuu; ve vzduchu uvolňuje ionizující záření volné nosiče náboje (elektrony, ionty), které náboj ozařovaného tělesa odvádějí a neutralizují.

Účinný průřez interakce záření s hmotou
V §1.6 "Elementární částice" byl zaveden pojem tzv. účinného průřezu interakce, který názorným geometrickým způsobem vyjadřuje pravděpodobnost interakcí částic. I při studiu interakcí záření s látkou lze aplikovat názornou představu, že každý atom ozařované látky se vzhledem k nalétající částici chová jako "absorbující tělísko" o poloměru r, které částice buď zasáhne a dojde k dané interakci, nebo je nezasáhne (mine je, proletí kolem) a k interakci nedojde. Čím větší je poloměr tohoto tělíska, resp. jeho efektivní ploška
s = p.r2 - účinný průřez, tím větší je pravděpodobnost interakce (pravděpodobnost, že částice se "trefí").


Vyjádření pravděpodobnosti interakce kvant záření (ostřelující částice) s terčíkovou částicí (atomem) pomocí účinného průřezu

Účinný průřez může, ale nemusí, přímo souviset s "geometrickým průměrem" atomů rgeom, či jejich "geometrickým průřezem" sgeom = p.r2geom. Pro "účinně interagující" částice je s > sgeom, pro slabě interagující částice je s < sgeom. Kromě toho stejná ostřelující částice může na témže atomu způsobit různé interakce, jejichž různé pravděpodobnosti popíšeme různými účinnými průřezy. Tyto účinné průřezy nemají již nic společného s geometrickými rozměry atomů - jsou důsledkem vnitřních mechanismů konkrétních druhů interakcí.
   Jednotkou účinného průřezu v soustavě SI by byl m
2, který je však neadekvátně velký a proto se v jaderné fyzice používá jednotka barn (bn): 1 bn = 10-28m2, která má řádově velikost geometrického průřezu atomových jader.
   Účinný průřez interakce velmi těsně souvisí s koeficientem absorbce, tzv. lineárním součinitelem zeslabení
m, v exponenciálním zákoně absorbce ionizujícího záření v látkách. Tato souvislost bude níže vyjasněna v pasáži "Absorbce záření v látkách".

Vícenásobné interakce - kaskády interakcí a spršky částic
Při interakci vysokoenergetického záření v dostatečně objemném látkovém prostředí dochází k efektu vícenásobné interakce. Sekundární částice, uvolněné při první interakci dopadající primární částice, způsobují další interakce, při nichž se produkují další (terciální) částice, které činí totéž. Z jedné dopadající částice tak v kaskádě interakcí vzniká celá sprška sekundárních částic. Jak rozvíjející se sprška proniká do hloubky materiálu, počet sekundárních částic roste a jejich průměrná energie klesá. Jakmile tato energie poklesne pod určitou prahovou mez, multiplikační proces se zastaví a energie částic se bude dissipovat ionizací a excitací; počet částic ve spršce bude klesat, až sprška nakonec zanikne. V praxi rozlišujeme dva druhy kaskádních interakcí:
¨ Elektromagnetické spršky
vznikající při interakcích vysokoenergetických fotonů nebo elektronů s atomy látky. Sekundární elektrony a fotony, emitované při primární interakci, vlivem párové e
-e+ produkce, Comptonova rozptylu, fotoefektu a brzdného záření, vyvolávají další elektrony (+pozitrony) a fotony; atd.
¨ Hadronové spršky
vznikající v důsledu nepružných interakcí vysokoenergetických hadronů s atomovými jádry materiálu. Dochází ke vzniku jaderných fragmentů a k produkci nových sekundárních částic - p, n, p, K. Počet těchto sekundárních částic je přibližně úměrný logaritmu energie n ~ lnE.
   V řadě případů v praxi tato sprška není čistě hadronová nebo elektromagnetická, ale smíšená. Součástí hadronové spršky jsou piony, které se vzápětí rozpadají:
p+,-®m+,-+nm, po®g+g; vede to ke vzniku elektromagnetické elektron-foton-mionové spršky, která doprovází hadronovou kaskádu. Každá hadronová sprška má tedy i elektromagnetickou složku. A při interakci vysokoenergetického fotonového nebo elektronového záření dochází při fotojaderných reakcích k emisi protonů a neutronů, které mohou elektromagnetickou spršku obohacovat o hadronovou složku. Kaskády interakcí a spršky sekundárních částic pozorujeme u kosmického záření (obr.1.6.7) a při interakcích částic na urychlovačích (v bublinových komorách, trackerech a kalorimetrech).

Sekundární záření generované při interakcích záření s látkou
Každý předmět, který je ozářen (primárním) zářením, se stává zdrojem slabšího sekundárního záření. I při interakcích ionizujícího záření s látkou dochází k pochodům, při nichž je generováno sekundární záření různého druhu:
¨ Brzdné záření vznikající při pohybu především elektronů a pozitronů v látce
¨ Comptonovsky rozptýlené g-záření či X-záření
¨ Rozptýlené neutrony
¨ Fotoelektrony uvolněné z atomového obalu v důsledku fotoefektu primárního záření
¨ Charakteristické X-záření následující po fotoefektu primárního záření
¨ Augerovy elektrony vznikající vnitřní konverzí charakteristického X-záření
¨ Elektronové a pozitronové záření vznikající z primárního vysokoenergetického záření při tvorbě elektron-pozitronových párů
¨ Anihilační g-záření o energii 511keV, vznikající anihilací pozitronů vytvořených při tvorbě elektron-pozitronových párů
¨ Protony a neutrony vznikající jadernými interakcemi primárního záření
¨ Mesony p a K, miony, popř. hyperony, vznikající částicovými interakcemi vysokoenergetických kvant primárního záření
¨ Světelné záření vznikající při deexcitacích elektronů na vnějších slupkách atomového obalu, při Čerenkovovském vyzařování sekundárních elektronů, popř. při deexcitacích v luminiscenčních centrech určitých látek (scintilátorů).
   Fotoelektrony, Augerovy elektrony a elektron-pozitronové páry jsou v látce většinou absorbovány, vylétat jich může jen velmi malá část z vrstev při povrchu ozařované látky. Comptonovsky rozptýlené
g-záření, charakteristické X-záření, brzdné záření a anihilační g-záření však mohou snadno vylétat z ozařované látky ven a obohacovat tak původní pole záření. Podobně neutrony vznikající rozptylem či jadernými reakcemi. Mechanismy vzniku sekundárního záření budou níže podrobněji rozebírány.
Albedo 
Pro míru sekundárního záření, emitovaného ozařovaným tělesem, se někdy používá název albedo
(lat. albus=bílý; albedo=bělost). V přírodovědě termín albedo obecně znamená světelnou odrazivost difuzně odrážející matné plochy a kvantifikuje se jako poměr intenzity odraženého světla ku dopadajícímu; obvykle se vyjadřuje v %. Závisí na frekvenci, neboli vlnové délce či energii, tedy na spektru uvažovaného záření a též na úhlu dopadu záření. Albedo se používá často v astronomii, kde podle světelné odrazivosti planet či asteroidů ozářených slunečním světlem lze usuzovat na složení jejich povrchu, např. podíl ledu. Průměrné albedo planety Země je asi 30%, u Měsíce dosahuje jen 12%. Zde na Zemi čerstvý sníh má albedo asi 90%, travnatá plocha 15-25%, jehličnatý les kolem 10%, vodní povrch moře jen asi 4% (světlo snadno vniká do vody a je v hloubce pohlceno). Z chemických látek má vysoké albedo 96-98% oxid hořečnatý a síran barnatý, velmi nízké (menší než 1%) pak amorfní uhlík.
   Albedo lze stanovit nejen pro světlo, ale pro každé elektromagnetické záření, přeneseně i pro jiné druhy záření (ionizující, korpuskulární). U ionizujícího záření se však nejedná o odražené záření, ale o sekundární záření vznikající rozptylem a dalšími interakcemi kvant primárního záření s atomy látky - s elektrony v obalu nebo s atomovými jádry. Pro záření X a
g je albedo běžných látek (jako je voda či živá tkáň) velmi nízké, pod 1%. Je způsobeno především Comptonovým rozptylem, částečně též rentgen-fluorescenčním zářením.Vyšší albedo, až 40%, může být u neutronů.

Interakce nabitých částic - přímo ionizující záření
Nejdříve se budeme věnovat přímo ionizujícímu záření, přičemž se napřed zmíníme o společných rysech interakce tohoto záření při průchodu látkou, posléze rozebereme specifické rysy interakce pro záření
a, b+,- a protonové záření.

Excitace a ionizace
Nabitá částice při průchodu látkou ztrácí svou kinetickou energii převážně elektrickou Coulombovou interakcí s elektrony v atomech látky. Je-li energie předaná elektronu v atomovém obalu relativně malá a stačí jen k "vyzdvižení" elektronu na vyšší energetickou hladinu, jedná se o proces excitace atomů. Excitovaný (vzbuzený) stav atomu není stálý - vzápětí přeskočí elektron zpět na původní hladinu - nastane dexcitace, přičemž rozdíl energií se vyzáří ve formě fotonu elektromagnetického záření. Při excitaci elekronů na vnějších slupkách je emitováno viditelné světlo, na středních UV záření, při excitaci na vnitřních slupkách pak fotony charakteristického rentgenového záření.
   Obdrží-li elektron dost energie na to, aby se zcela uvolnil z vazby k mateřskému atomu, vzdálí se od něj trvale - dochází k ionizaci atomu, k jeho rozdělení na záporný elektron a kladný iont. Primární ionizací se rozumí počet iontových párů vytvořených vyražením elektronů primární částicí. Některé elektrony vyražené při ionizaci mají tolik energie, že mohou samy dále po své dráze ionizovat - jedná se o sekundární ionizaci (takové elektrony se dříve nazývaly paprsky delta, neboť jejich stopa v jaderné emulzi nebo mlžné komoře má charakteristický rozvětvený tvar).
   Při ionizaci a excitaci ztrácí rychlá nabitá částice svou kinetickou energii udělováním hybností elektronům působením elektrických Coulombových sil. Velikost hybnosti předané elektronům je úměrná velikosti Coulombových sil a času, po který tyto síly působí (době interakce). Coulombovské síly jsou úměrné náboji částice q a elektronové hustotě látky. Doba interakce je nepřímo úměrná rychlosti částice v, takže energie, která je elektronům předána, je úměrná 1/v
2. Velikost ztráty energie na jednotku dráhy částice - lineární přenos energie LET *) - je přímo úměrný elektronové hustotě látky ( ta je daná hustotou r a atomovým číslem Z) a nepřímo úměrný čtverci rychlosti částice: -dE/dx ~ q.r.Z/v2; přesná hodnota je dána tzv. Betheho vzorcem, v němž je zahrnut i střední excitační potenciál atomů látky, přibližně úměrný protonovénu číslu Z.
*) Lineární přenos energie LET (Linear Energy Transfer) vyjadřuje velikost energie předané ionizující částici na jednotku délky její dráhy v daném prostředí. Vyjadřuje se obvykle v keV/mm.

   Specifickou neboli lineární ionizací nazýváme počet iontových párů vytvořených na jednotku délky dráhy interagující částice. Na obr.1.6.1 vpravo jsou tzv. Braggovy křivky závislosti specifické ionizace na hloubce průniku nabité částice do látky. Jak se částice brzdí a klesá její rychlost, ionizační účinky rostou - pomalejší pohyb vede k delšímu času působení Coulombovské interakce, čímž se stačí předat větší energie a vytrhnout více elektronů; předaná energie je nepřímo úměrná čtverci rychlosti částice. Těsně před zabrzděním částice je předávána největší energie - křivka hloubkové závislosti specifické ionizace zde má výrazné tzv. Braggovo maximum. Po zabrzdění další ionizace již nepokračuje; pokud byla částice kladně nabita, je neutralizována záchytem elektronů. Možnosti využití této hloubkové závislosti ionizace v tzv. hadronové radioterapii jsou diskutovány v §3.6 "Radioterapie", část "Hadronová radioterapie".

Obr.1.6.1. Vlevo: Schématické znázornění průchodu částic beta- a alfa látkou a mechanismu ionizace.
Vpravo: Braggovy křivky hloubkové závislosti specifické ionizace na dráze částice beta, alfa a protonu.
Pozn.: Na tomto grafu se nejedná o částice z radioaktivity, ale o částice urychlené na vyšší energie: elektrony b- na energii cca 6MeV, alfa částice a protony na cca 120MeV.
Dole: Interakce pozitronového záření
b+ s látkou.

Ionizační a excitační účinky vysokoenergetického záření popsané výše jsou těmi nejdůležitějšími efekty s nimiž se při průchodu ionizujícího záření hmotou setkáváme. Zmíníme zde dále některé jevy doprovodné (které však v určitých situacích mohou hrát klíčovou úlohu), při nichž je zpravidla vyzařováno sekundární záření:

Rozptyl
Při interakci částic a atomy a atomovými jádry na ně působí elektrické a jaderné síly, čímž se může měnit směr pohybu částic - docházet k jejich rozptylu. Rozptyl se uplatňuje především u lehkých částic (elektronů) a nižších kinetických energií. Při průletu nabitých částic látkovým prostředím se projevuje především interakce s elektrickým Coulombovým polem atomů a jejich jader. Z hlediska energetické bilance se rozptyl dělí na dvě kategorie:

   Při průchodu nabitých částic látkovým prostředím, obsahujícím veliký počet atomů, částice po jednom rozptylu zpravidla podléhá dalším srážkám a rozptylům na dalších atomech - dochází k mnohonásobnému rozptylu (jak je znázorněno např. na obr.1.6.1 vlevo nahoře); jednotlivé rozptyly mohou být pružné i nepružné.

Brzdné záření
Při průchodu rychlých nabitých částic látkou dochází vlivem Coulombické interakce s elektronovými obaly a s jádry atomů ke změnám rychlostí a směru pohybu částic - k jejich rozptylu. Rozptyl nabité částice na atomech pod velkým úhlem způsobí velkou a rychlou změnu vektoru rychlosti s časem, tj. velké "zrychlení" částice, což podle zákonitostí Maxwellovy elektrodynamiky vede k emisi elektromagnetického záření - fotonů tzv. brzdného záření X či
g se spojitým spektrem. Takovýto druh rozptylu nastává jednak v poli elektronů, především však při průletu nabité částice v blízkosti jádra o náboji Z (obr.1.6.2 uprostřed), při němž budou na částici s hmotností m a nábojem q působit elektrické Coulombovy síly úměrné součinu q.Z, takže budou částici udílet zrychlení úměrné q.Z/m. Podle zákonů elektrodynamiky každý urychlený náboj vyzařuje elektromagnetické záření, jehož intenzita je úměrná čtverci zrychlení*), tj. Z2.q2/m2. Z toho plyne, že ztráty energie brzdným zářením budou podstatně větší v těžkých látkách s velkým protonovým číslem Z, a že brzdné záření se bude uplatňovat především u lehkých nabitých částic, tj. elektronů (protony ztrácejí brzdným zářením milionkrát méně energie než elektrony). Účinný průřez pro buzení brzdného záření je větší v poli atomového jádra, než v poli obalových elektronů.
*) Fyzikálně-matematické odvození je podáno v §1.5 "Elektromagnetické pole. Maxwellovy rovnice.", Larmorův vzorec (1.61'), monografie "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu". Účinný průřez pro produkci brzdného záření v látce je obecně dán značně komplikovaným Bethe-Heitlerovým vzorcem (odvozeným v rámci kvantové teorie záření, s korekcí Sauterovým a Elwertovým faktorem Coulombovského stínění elektronového obalu). Pro ne příliš široké rozmezí energií dopadajících elektromů Ee (desítky až stovky keV) a protonových čísel Z terčíkového materiálu (středně těžké až těžké materiály) lze celkovou účinnost produkce brzdného záření h aproximovat zjednodušeným vzorcem:
                           
h = Ee[kev] . Z . 10-6 [fotonů/elektron] .
Jen poměrně malá část (pouze cca 1%) původní kinetické energie dopadající částice se při zabrzdění v látce mění na brzdné záření. Většina energie se mnohonásobným Coulombovským rozptylem nakonec přenáší na kinetickou energii atomů látky - mění se na teplo.
  Grafický tvar energetického spektra I(E) spojitého brzdného X-záření se v první aproximaci popisuje tzv. Kramersovým vzorcem :
                           I(E) = K . I . Z . (Emax - E)   ,
kde I(E) je relativní intenzita fotonů energie E, Kje konstanta, Z je protonové (atomové) číslo terčíkového materiálu, E
max je maximální energie fotonů X-záření, daná kinetickou energií dopadajících elektronů. Pro E=Emax je I(Emax) = 0 a vzorec platí jen pro E<Emax .
  Je logické, že účinnost produkce brzdného záření je vyšší pro vysoké Z - v okolí takových jader působí velké elektrické Coulombovské síly, způsobující prudké změny vektoru rychlosti dopadajících elektronů, které se dostanou blízko k jádru. Účinnost vzniku brzdného záření [počet fotonů/elektron] roste i s energií E
e dopadajících elektronů. Celková energetická účinnost - poměr sumární energie emitovaných fotonů ku energii dopadajících elektronů - je však pro vyšší energie nižší (vzhledem k vyššímu procentuálnímu zastoupení nízkoenergetických fotonů). A produkce tepla v terčíkové látce je vyšší.
  Brzdné záření má spojité spektrum od energií blízkých nule až k maximální energii dané téměř hodnotou kinetické energie dopadajících částic. Energie fotonů brzdného záření závisí na rychlosti (zrychlení), s jakou dochází k zabrzdění elektronů při interakci s látkou. Jednotlivé elektrony proniknou různě blízko k jádrům materiálu, čímž vyzařují různé vlnové délky, či energie fotonů. Ty elektrony, které se opakovanými mnohonásobnými rozptyly na vnějších elektronových slupkách atomů "měkce" brzdí, vysílají X-záření o nízké energii. Čím hlouběji elektrony proniknou do nitra atomů látky, blíže k jádru, tím rychleji se intenzívními Coulombovskými silami mění vektor jejich rychlosti a tím tvrdší brzdné záření je produkováno. Nejkratší vlnové délky vznikají u elektronů, které pronikly těsně k jádru na úroveň slupky K či blíže a byly zabrzděny jednorázově. V závislosti na impaktním faktoru jednotlivých elektronů vůči atomům látky se průběžně realizují všechny možnosti. Taková různá míra brzdění elektronů vyvolává směs záření různých vlnových délek či energií fotonů - výsledkem je spojité spektrum brzdného záření (viz např. obr.3.2.5 vpravo nahoře v §3.2 "X-záření - rentgenová diagnostika").
  Úhlové rozdělení vysílaných fotonů brzdného záření závisí na energii primárních nabitých částic. Střední úhel
J emise kvant brzdného záření, buzeného elektrony s kinetickou energií Ee, je přibližně dán vztahem J = m0e.c2/Ee (= 0,511/Ee pro energii v MeV). Při nízkých energiích je brzdné záření vyzařováno prakticky izotropně do všech směrů od místa interakce. Se vzrůstající energií Ee elektronu budícího brzdné záření je střední úhel J emitovaných kvant g stále menší - při vysokých energiích dopadajících nabitých částic je brzdné záření přednostně vysíláno v úzkém kuželu "vpřed" ve směru dopadu primárních částic. Směrový vyzařovací diagram vysokoenergetického brzdného záření má tvar ostrého "laloku" ve směru primárního svazku (viz např. obr."Radioterapie-HomogFiltr.gif" vlevo nahoře v §3.6 "Radioterapie").
   Brzdné záření nachází významné využití při buzení X-záření dopadem elektricky urychlených elektronů na anodu v rentgenkách
- viz §3.2 "Rentgenová diagnostika", nebo při buzení tvrdého g-záření dopadem vysokoenergetických elektronů z betatronu či lineárního urychlovače (viz §1.5 "Elementární částice", část "Urychlovače nabitých částic") na vhodný terčík; často se používá v radioterapii (§3.6 "Radioterapie").
Terminologická poznámka: 
Pro brzdné záření - angl. braking radiation nebo deceleration radiation, se z historických důvodů často vyskytuje německý název "bremsstrahlung".
  Samotné označení "brzdné" je poněkud zavádějící, neboť vzbuzuje dojem že se jedná o záření vznikající jen při zpomalování
(deceleraci, brzdění) nabitých částic. Stejné záření ale vzniká i při urychlování (akceleraci) nabitých částic. V přírodě ani v laboratoři však nedochází k dostatečně prudkému urychlování částic, takže "akcelerační záření" je nepatrné a nepozoruje se. Zato brzdění rychlých nabitých částic, především lehkých elektronů, v látkách je značně prudké, takže brzdné záření může být velmi výrazné.
  Brzdné záření vzniká nejen při skutečném "brzdění" nabité částice (třebas v silném elektrickém poli souhlasně nabité částice), ale i při zakřiveném pohybu v elektrickém nebo magnetickém poli (viz následující odstavec - synchrotronové záření), při němž primárně nedochází k brzdění. K brzdění zde však přesto dochází sekundárně, neboť elektromagnetické vyzařovaní odnáší kinetickou energii a tím účinně brzdí pohyb nabité částice.
Cyklotronové a synchrotronové záření 
Zvláštním druhem brzdného záření je tzv. cyklotronové a synchrotronové záření *). Vzniká při pohybu nabitých částic v magnetickém poli, kde na tyto částice působí Lorentzova síla zakřivující jejich dráhy - nutí je pohybovat se po kružnici či spirále (šroubovici) s osou rovnoběžnou s vektorem magnetické indukce. V důsledku nerovnoměrného pohybu elektricky nabitých částic při kruhovém oběhu pod vlivem magnetického pole vzniká brzdné záření. Podle známého Larmorova vzorce elektrodynamiky je intenzita tohoto vyzařování úměrná elektrickému náboji a druhé mocnině zrychlení pohybu částice, zde se jedná o dostředivé zrychlení kruhového pohybu. Při dané kinetické energii částice je tedy intenzita synchrotronového záření nepřímo úměrná kvadrátu hmotnosti částice. Tento jev se proto uplatňuje téměř výhradně při pohybu lehkých částic, elektronů, o vysokých kinetických energiích (a tedy vysokých rychlostech), které se v magnetickém poli pohybují s vysokými radiálními zrychleními. U protonů vzhledem k jejich vysoké hmotnosti je cyklotronové či synchrotronové vyzařování milionkrát menší.
*) Názvy pocházejí z toho, že se tato záření vyskytují v příslušných kruhových urychlovačích (§1.5, část "Kruhové urychlovače"). Synchrotronové záření bylo poprve pozorováno v r.1947 na velkém urychlovači - 70MeV synchrotronu GE.
   Cyklotronové záření, vysílané pomalejšími (nerelativistickými) elektrony je monochromatické o kmitočtu odpovídajícímu Larmorově cyklotronové frekvenci f = e.B/(2pme), kde e je náboj a me klidová hmotnost elektronu, B je magnetická indukce; spadá do oboru rádiového nebo mikrovlnného záření.
   Synchrotronové záření je vysílané vysokoenergetickými (ultra)relativistickými elektrony. Záření je směrově vysíláno v úzkém kuželu ve směru pohybu elektronu. V jeho spektru se objevují i násobky Larmorovy frekvence. Pro relativistické elektrony se projevuje rozmazání cyklotronové frekvence v důsledku různé relativistické dilatace času v různých místech kruhové dráhy vzhledem k pozorovanému místu. Emitované synchrotronové záření má proto spojité spektrum. Synchrotronové záření probíhá ve viditelném oboru spektra, v silných magnetických polích pak i v oboru X-záření. V kruhových vysokoenergetických urychlovačích může synchrotronové záření působit rušivě - způsobuje nežádoucí ztráty energie urychlovaných částic. Na druhé straně však může sloužit k záměrnému vytvoření intenzívních zdrojů záření s výhodnými vlastnostmi pro některé laboratorní aplikace
(viz §1.5, pasáž "Generátory synchrotronového záření").
   Cyklotronové a zvláště synchrotronové záření se uplatňuje i v řadě procesů ve vesmíru - v horkých koronách hvězd, v mlhovinách, kolem neutronových hvězd, v mohutných výtryscích z kvasarů - kdy se rychlé elektrony pohybují v magnetických polích
(viz např. §4.2 "Konečné fáze hvězdné evoluce. Gravitační kolaps" knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu").

Fotoefekt a charakteristické X-záření
Kromě brzdného X-záření se spojitým spektrem je vyzařováno i určité menší množství charakteristického X-záření s čárovým spektrem (charakteristická dvojice píků Ka,Kb, popř. slabší a nižší píky série L), jehož energie nezávisí na energii dopadajících částic, ale je dána materiálem - druhem atomů, z nichž je ozařovaná látka složena. Toto charakteristické záření se projevuje jako "píky" na spojité křivce spektra brzdného záření. Charakteristické X-záření vzniká v důsledku dvou procesů:
¨ Přímý proces impaktního fotoefektu na vnitřních energetických hladinách obalu v atomech ozařované látky (levá část obr.1.6.2 ) - rychlé nabité částice pronikají do nitra atomů a vyrážejí vázané elektrony ze slupek K a L. Při přeskoku elektronů ze slupky L na uprázdněnou slupku K (K-série), popř. ze slupky M na L (L-série) je pak vyzařováno charakteristické X-záření (srov. též s obr.1.1.3 v §1.1).
¨ Nepřímý proces fotoelektrické absobce brzdného záření - brzdné X-záření, vznikající shora zmíněným mechanismem při průchobu nabité částice, interaguje s dalšími atomy uvnitř látky m.j. fotonovým fotoefektem (popsaným níže "Interakce záření gama a X", obr.1.6.3 vlevo), vyrážejícím elektrony z vnitřních slupek, za následného přeskoku elektronů a emise charakteristického X-záření.
   Impaktní fotoefekt nabitých částic a vyzařování fotonů nastává i při přeskocích elektronů ve vnějších slupkách, avšak energie těchto fotonů je nízká a toto záření je překryto spojitým brzdným zářením na začátku spektra.


Obr.1.6.2. Mechanismy vzniku charakteristického X-záření, brzdného záření, Čerenkovova záření a přechodového záření

Čerenkovovo záření
Při průchodu elektricky nabité částice látkovým prostředím dochází vlivem elektrického pole částice k lokální polarizaci atomů a molekul prostředí podél dráhy - vznikají drobné elektrické dopóly. Po průchodu částice se atomy prostředí zase rychle depolarizují, přičemž získanou energii vyzařují ve formě elektromagnetického vlnění - světla. Toto elektromagnetické vlnění emitované podél dráhy částice podléhá interferenci, jejíž účinek závisí na rychlosti částice. Při pomalém pohybu nabité částice dochází k pružnému předání energie polarizace zpět částici. Při rychlém pohybu částice se projeví omezená rychlost depolarizace, částice "uteče" z daného místa a "opožděná" depolarizace proběhne vyzářením elektromagnetické vlny. Je-li rychlost pohybu nabité částice v prostředí větší než fázová rychlost světla, mohou se světelné vlny, vyzařované při depolarizaci v různých místech dráhy, dostat do fáze a ve vhodném úhlu
J může dojít ke "konstruktivní" interferenci a vzniku pozorovatelného záření. Jinak řečeno, nastává koherentní emise dipólů vytvořených polarizací při průchodu nabité částice.
   
Geometrický rozbor pohybu částice, šíření emitovaného světla a vlastností interference je na obr.1.6.2, druhý obrázek zprava. Každé místo dráhy částice se vlivem depolarizace prostředí stává zdrojem slabého elektromagnetického signálu, který se v látkovém prostředí šíří rychlostí c/n. Za elementární čas t se tento signál rozšíří do kulové vlnoplochy poloměru (c/n).t, přičemž částice během tohoto času urazí vzdálenost v.t. Během tohoto časového intervalu se od všech dalších míst dráhy postupně rozbíhají kulové vlnoplochy, které za tento čas t dospívají do menších poloměrů. Společná obálka těchto vlnoploch tvoří plášť kužele, v řezu na obr.1.6.2 vpravo odvěsnu pravoúhlého trojúhelníka. Na ni dospívají jednotlivé parciální signály ve stejné fázi a může dojít k pozitivní interferenci. Takovýto rozbor lze udělat pro každý bod dráhy částice a časový interval t. Plyne z něj, že "konstruktivní" (pozitivní, zesilující) interference bude nastávat pod úhlem J daným zmíněným pravoúhlým trojúhelníkem, jehož kosinus cosJ = (v/c).n.
   Vznikající záření se tedy kuželovitě rozbíhá od dráhy částice letící rychlostí v pod úhlem J daným vztahem cosJ = 1/b.n, kde b=v/c, n=c/c' je index lomu optického prostředí (c je rychlost světla ve vakuu, c' rychlost světla v daném optickém prostředí). Index lomu optických prostředí poněkud závisí na vlnové délce světla, n = n(l) - disperze světla.
Prolétá-li tedy nabitá částice látkovým prostředím s rychlostí převyšující rychlost světla c' v tomto prostředí
(ta je dána elektrickou permitivitou e a magnetickou permeabilitou m látky: c' = Ö[e.m], jinak také indexem lomu n dané látky: c'= c/n), dochází ke vzniku elektromagnetické rázové vlny (podobně jako vzniká akustická rázová vlny při průletu tělesa vzduchem nadzvukovou rychlostí), při níž je emitováno viditelné světlo nazývané Čerenkovovo záření.
Toto záření jako první pozoroval v r.1934 sovětský fyzik P.A.Čerenkov ve vodě vystavené ionizujícímu záření. Spolu s S.I.Vavilovem provedli řadu pokusů pro objasnění vlastností tohoto záření, přičemž dospěli k částečnému vysvětlení, že pozorované záření je způsobeno rychlými elektrony. Definitivní objasnění mechanismu tohoto jevu na základě zákonitostí elektrodynamiky v látkovém prostředí podali v r.1937 jejich další kolegové I.M.Frank a I.J.Tamm.
   Podmínkou pro vznik Čerenkovova záření je tedy pohyb nabité částice rychlostí nejméně rovnou prahové rychlosti vmin=c'=c/n, převyšující rychlost světla c' v daném prostředí. Z relativistického vztahu pro kinetickou energii (Ekin= moc2/Ö(1 - v2/c2) - moc2 - viz vzorec (1.79) v §1.6 "Čtyřrozměrný prostoročas a speciální teorie relativity" knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu") pak plyne, že této rychlosti vmin odpovídající (kinetická) prahová energie nabité částice pro vznik Čerenkovova záření při průletu látkovým prostředím s indexem lomu n je: Emin = moc2[1/Ö(1-1/n2) - 1]. Pro tento případ prahové rychlosti je cosJmin=1, tj. Jmin=0 - vyzařování jde ve směru pohybu částice. Při nižší rychlosti či energii k vyzařování nedochází. Pro ultrarelativistické částice pohybující se maximální možnou rychlostí vmax=c je maximální úhel vyzařování cosJmax=1/n. Ve vodě s indexem lomu n=1,33 činí prahová rychlost pro vznik Čerenkovova záření vmin=0,75c, což pro elektron odpovídá prahové kinetické energii Emin=0,26MeV; ultrarelativistický elektron prolétající vodou (cosJmax=0,75) bude pak Čerenkovovsky vyzařovat pod úhlem Jmax=41,5°. Prahové energie některých částic pro vznik Čerenkovova záření v plexiskle, vodě a vzduchu (za normálního atmosférického tlaku) jsou uvedeny v následující tabulce:

Látka elektron e- mion m-,+ pion p-,+ proton p+
plexisklo (n=1,5) 0,173 MeV 36 MeV 49 MeV 320 MeV
voda (n=1,33) 0,26 MeV 50 MeV 68 MeV 460 MeV
vzduch (n=1,0003) 20,35 MeV ...... ...... .....

Energie dW emitovaná po dráze dl částicí s nábojem q, letící rychlostí v (b=v/c ), zářením s úhlovou frekvencí w=2pf a ve frekvenčním intervalu dw, je dána Frank-Tammovou rovnicí
            d
2W = (q2e/4p).w.[1 - 1/b2n2(l)] dl dw .
Celkové množství energie*) dW vyzářené částicí na jednotku dl dráhy je pak po integraci dáno vztahem
            dW/dl = (q
2/4p) ň [1 - 1/b2n2(l)] e.w dw ,
kde se integruje přes kruhovou frekvenci záření
w=2pf=2p/l (s okrajovou podmínkou v>c/e). Z tohoto výrazu plyne, že počet Čerenkovovských fotonů dN s energií h.f= h.w emitovaných na jednotku dráhy dl je
            dN
2/dl = (dW/dl).(l/hc) = (4p2q2/h.c).ň [1 - 1/b2n2(l)]/l2 dl .
Spektrum Čerenkovova záření, tj. počet fotonů dN emitovaných podél dráhy nabité částice na jednotku dráhy dl a na jednotku energetického intervalu, neboli ekvivalentně vlnové délky d
l, je tedy dán vzorcem:
            dN
2/dl dl = (4p2q2/h.c). [1 - 1/b2n2(l)]/l2.
Neboli, počet fotonů N
l2¸l1 ve spektrální oblasti mezi vlnovými délkami l1 ¸ l2 vyzářených podél dráhy l činí:
            N
l2¸l1 = (4p2q2.l/h.c). (1/l2 - 1/l1).[1 - 1/b2n2(l)] .
Plyne odtud, že intenzita Čerenkovova záření roste s indexem lomu n látkového prostředí, jeho spektrum je spojité a je stejné pro všechny částice se stejným nábojem q, počet fotonů klesá s druhou mocninou vlnové délky
l. Relativní intenzita Čerenkovova záření roste s frekvencí, takže vyšší frekvence (kratší vlnové délky) jsou intenzívněji zastoupeny. To je důvod, proč se nám v optickém oboru Čerenkovovo záření jeví jako jasně modré; větší část ležící v ultrafialové oblasti naším zrakem nevidíme. Maximum ve spojitém spektru většinou leží kolem 330nm.
*) Čerenkovovské vyzařování v principu přispívá k energetickým ztrátám a brzdění částice při průletu prostředím, avšak ve srovnání s ostatními mechanismy (ionizace, excitace, brzdné záření) je tento vliv zanedbatelný.
   Je-li látkové prostředí pro světelné záření transparentní, tj. jedná se o optické prostředí, může být Čerenkovovo záření viditelné (modravé světélkování při silnějším toku částic), nebo může být za pomoci fotonásobičů použito k detekci rychlých nabitých částic, ať již primárních, nebo sekundárních vzniklých interakcí primárního záření s látkou - viz §2.4 "Scintilační detektory", pasáž "Čerenkovovy detektory". Tyto detekční metody nacházejí své uplatnění u urychlovačů, při detekci neutrin i kosmického záření (viz též pasáž "Neutrina" v §1.2 "Radioaktivita" nebo níže "Kosmické záření").
   Drobná zajímavost: Čerenkovovo záření může vznikat i v našem oku při interakci vysokoenergetických částic. Modravé záblesky světla, způsobené kosmickým zářením, skutečně občas pozorují se zavřenýma očima kosmonauti.

Přechodové záření
Dalším radiačně-optickým efektem při průchodu rychlé nabité částice nehomogenním látkovým prostředím je emise tzv. přechodového záření (transition radiation). Toto záření vzniká při průletu nabité částice optickým rozhraním látkových prostředí s různými indey lomu, především pokud se liší elektrické permitivity
e1 a e2 obou prostředí. Při přechodu (rychlém průletu) nabité částice takovým rozhraním se podle Coulombova zákona E = (1/4pe).q/r2 intenzita elektrického pole v okolí částice velmi rychle změní z hodnoty E1(r) na E2(r), což podle Maxwellových rovnic elektrodynamiky vzbudí elektromagnetické vlnění, zvané podle mechanismu svého vzniku přechodové záření *) - obr.1.6.2 vpravo. Intenzita tohoto záření je přibližně úměrná energii nabité částice a obecně je velmi malá. ........doplnit: Frank-Ginzburgova rovnice ......
*) Mechanismus vzniku přechodového záření objasnili na základě zákonitostí elektrodynamiky v látkovém prostředí v r.1945 I.Frank a V.Ginzburg.
   Pro rychlé nabité částice vzniká v látkovém prostředí současně Čerenkovovo i přechodové záření. Přechodové záření se však liší od Čerenkovova záření ve dvou aspektech:
¨ Přechodové záření vzniká v principu i pro nabité částice pohybující se rychlostí menší než rychlost světla v daném prostředí, stačí aby prostředí bylo opticky (elektricky) nehomogenní. Při nižších rychlostech (energiích) nabitých částic, nebo pozvolné změně dielektrické konstanty e prostředí, však vzniká přechodové záření velmi slabé a dlouhovlnné - v optickém oboru (zde je předpokladem opticky průzračné prostředí), popř. v oblasti infračerveného záření či radiovln. Takové záření většinou není detekovatelné.
¨ Průchodem relativistických částic vysokých energií (především elektronů) rozhraním se skokovou změnou idexu lomu vzniká krátkovlnné přechodové záření rentgenové oblasti - měkké X-záření, fotony o energii několika keV, které lze detekovat metodami pro ionizující záření (TRD - Transition Radiation Detector), např. proporcionálními ionizačními komorami.
   Obecně je přechodové záření nejméně významné ze všech druhů sekundárního záření, vznikajícího při interakci nabitých částic s látkou. Jelikož je velmi slabé (často jen necelý jeden foton na průchod částice rozhraním), je většinou přezářeno mnohem intenzívnějším brzdným zářením a zářením z deexcitace atomů. Přechodové záření rentgenové oblasti se někdy používá při analýze vysokoenergetického záření k detekci elektronů (TRD) a jejich oddělení od těžších částic (pionů či protonů), které vysílají přechodové záření v rentgenové oblasti až při mnohonásobně vyšších energiích než elektrony.
Impaktní přechodové záření 
Přechodové záření vzniká též při dopadu rychlých nabitých částic na povrch těles. Pokud jsou to tělesa z nevodivé látky (dielektrika), lze vznik přechodového záření vysvětlit shora zmíněným mechanismem náhlé změny elektrického pole částice při průchodu z vakua s permitivitou eo do prostředí s permitivitou e>eo. Přechodové záření však vzniká i při nárazu nabité částice na kovový povrch (bylo poprve pozorováno již v r.1919 J.E.Lilienfeldem), např. při dopadu elektronů na anodu v rentgence. Vzniká tím, že při přibližování rychlé nabité částice ke kovovému povrchu dochází k rychlé časové změně dipólového momentu d dvojice [přilétající nabitá částice q « elektrony či kationty na povrchu kovu ], která efektivně tvoří elektrický dipól (ten při dopadu zanikne). A podle Maxwellovy elektrodynamiky *) časová změna dipólového momentu vede k vyzařování elektromagnetických vln - přechodového záření, obr.1.6.2 vpravo dole, v tomto případě impaktního přechodového záření. Toto záření je možno pozorovat jako slabé modravé světlo (je polarizované) u anody vysokonapěťových vakuových trubic, např. u anody rentgenky.
*) Viz §1.5."Elektromagnetické pole. Maxwellovy rovnice.", vzorec (1.61), v knize "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu".

Elektrické nabíjení
Samozřejmým, ale většinou zcela opomíjeným jevem při interakci elektricky nabitých částic s látkou, je elektrické nabíjení původně neutrálního látkového prostředí. Podle zákona zachování elektrického náboje se elektrický náboj každého místa, v němž dojde k absorbci a zabrzdění elektricky nabité částice, zvýší o hodnotu náboje částice. Při nízkých tocích záření, nebo pokud je ozařované těleso aspoň částečně vodivě spojeno se zemí, je tento jev zanedbatelný. Ozařujeme-li však elektricky izolované těleso intenzívním tokem záření
a či b, bude se postupně kladně či záporně nabíjet i na vysoký elektrický potenciál až stovek kV (podle své elektrické kapacity). Tento jev se plně projeví pouze ve vakuu, neboť ve vzduchu způsobuje záření ionizaci, prostředí se stává částečně elektricky vodivé a náboj je z ozařovaného tělesa odváděn.
   Vlastní radioaktivní zářič
a nebo b se rovněž elektricky nabíjí, neboť tyto částice odnášejí elektrický náboj a v látce zářiče pak převládají opačné náboje než je znaménko náboje emitovaných částic.

Nyní se již můžeme obrátit ke specifickým vlastnostem interakcí konkrétních částic přímo ionizujícího záření :

Interakce těžkých nabitých částic - záření alfa, protonové a deuteronové záření, těžší ionty
a - záření,
což je proud rychle letích héliových jader
4He2 (2p+,2no), se vyznačuje tím, že ze všech běžných kvant záření mají a-částice největší hmotnost a hlavně též největší elektrický náboj - je to kladný náboj dvou protonů p+. Vnikne-li a-částice do látky, působí při svém průletu kolem atomů značnou elektrickou (Coulombovskou) silou na elektrony, které velmi účinně vytrhává z atomových obalů. Těmito silnými ionizačními účinky se částice a, i když má zpravidla vysokou kinetickou energii, v látce značně rychle brzdí, takže její dolet je velmi malý - při energii řádu jednotek MeV cca 0,1mm v látkách hustoty vody. Nejsilnější ionizační účinky vznikají na konci doletu částice (Braggovo maximum) - viz obr.1.6.1.
  Mají-li částice a dostatečně vysokou energii (několik MeV), mohou při průchodu látkou překonávat odpudivé elektrické síly jader a vstupovat do jaderných reakcí s atomy ozařované látky. Nejčastěji je to reakce (a,n), při nichž se vyzařují neutrony. Tohoto procesu se využívá v radioisotopových neutronových zdrojích: a-radioaktivní látka (nejčastěji americium 241Am) je smíchána s vhodným materiálem obsahujícím lehké atomy (nejčastěji berylium), z jejichž jader energetické a-částice vyrážejí neutrony.
Protonové a deuteronové záření 
Do značné míry podobné vlastnosti interakce s látkou má i protonové záření - proud rychlých protonů p
+ (vodíkových jader) a deuteronové záření, což je proud rychlých jader deuteria D=2H1 (složených z protonu p+ a neutronu no). S tímto zářením se v pozemské přírodě nesetkáváme, avšak ve vyšších vrstvách atmosféry a ve vesmíru je vysokoenergetické protonové záření hlavní složkou primárního kosmického záření (viz níže "Kosmické záření"). Protonové a deuteronové záření umělého původu se vytváří v urychlovačích (§1.5, část "Urychlovače nabitých částic"). Používá se k výrobě radionuklidů (především pozitronových - §1.4, část "Výroba umělých radionuklidů") a při tzv. hadronové radioterapii (§3.6, část "Hadronová radioterapie").
Záření těžších iontů 
Rychle letící jádra těžších prvků než hélia, zvaná též těžší ionty, vyvolávají analogické ionizační účinky jako záření
a, avšak úměrně vyšší vzhledem k svému většímu náboji. I těžší jádra o vysokých kinetických energiích jsou v menším procentu obsažena v kosmickém záření. Na urychlovačích se produkují pro výzkumné účely (studium struktury jader a silných interakcí, vznik kvark-gluonové plasmy - §1.5, část "Kvarková struktura hadronů"), vytváření těžkých transuranových jader (§1.4, část "Transurany") a pro hadronovou radioterapii (uplatňují se zde především urychlená jádra uhlíku, §3.6, část "Hadronová radioterapie")
Mionové záření 
S mionovým zářením, což je proud rychlých mionů
m+ či m-, se můžeme setkat i na zemském povrchu. Je součástí sekundárního kosmického záření, vznikajícího interakcemi vysokoenergetických částic primárního kosmického záření (viz níže "Kosmické záření"). Mionové záření je značně pronikavé, vedle své vlastní ionizace se miony m± nakonec rozpadají na elektrony e± (což je vlastně ionizující záření beta±) a neutrina.
Pionové záření, 
což je proud rychlých pí-mesonů
p+ či p-, se na Zemi vyskytuje v horních vrstvách atmosféry, kde vzniká interakcemi vysokoenergetického primárního kosmického záření. Na velkých urychlovačích pak piony vznikají při jaderných interakcích protonů urychlených na vysoké energie (>300MeV). Vedle základního výzkumu v jaderné fyzice se experimentálně zkouší jako účinný nástroj v hadronové radioterapii.
Antiprotové záření, 
tvořené proudem rychlých antiprotonů (antičástic k protonům), vzniká při jaderných interakcích protonů urychlených na velmi vysoké energie (>min.6GeV, pro větší výtěžek >20GeV). Experimentálně se zkouší pro antiprotonovou radioterapii (radiační účinnost je asi 3-krát větší než u protonů).

Interakce elektronů - záření beta- a vysokoenergetikých elektronů
Elektrony interagují s látkou především prostřednictvím elektron-elektronových interakcí: přilétající primární elektron působí elektrickými silami na elektrony v atomových obalech - způsobuje excitaci a ionizaci vázaných elektronů. Primární elektrony tak předávají část své energie sekundárním elektronům, původně vázaným v atomech ozařovaného látkového prostředí. Vedle této "kolizní" elektron-elektronové interakce mohou primární elektrony ztrácet svou energii radiačně, vyzařováním brzdného záření. Obecný mechanismus vzájemné interakce elektronů popisuje kvantová elektrodynamika (QED). Uplatňují se zde dvě základní vlastnosti (které plynou z výše nastíněné obecné analýzy interakce nabitých částic):
¨ Elektrické silové působení mezi elektrony je tím intenzívnější, čím "těsnější" je jejich srážka. Předaná energie (energetická ztráta) a úhel rozptylu (odchýlení elektronu po interakci) jsou proto nepřímo úměrné srážkovému parametru b.
¨ Doba, po kterou jsou elektrony ve vzájemné elektrické interakci (po kterou se vzájemně "míjejí") je tím kratší, čím vyšší je rychlost nalétajícího elektronu (jeho energie) *). Při kratším silovém působení "stihne" nalétající elektron předat terčovému elektronu méně energie a též se méně odchýlí z původního směru.
*) Při energiích řádově MeV je rychlost elektronů již velmi blízká rychlosti světla, takže další zvyšování energie by zdánlivě již nemělo způsobovat zkrácení doby interakce. V těžišťové soustavě interagujících relativistických elektronů však doba interakce při zvyšování energie i nadále klesá (vzhledem k laboratorní soustavě) v důsledku efektu relativistické dilatace času. Proto i v oboru relativistických energií elektronů s růstem energie klesá energetická ztráta a úhel rozptylu.
   Tyto dva mechanismy vedou k zákonitosti, že energie DE předaná při elektron-elektronové interakci a úhel rozptylu J jsou nepřímo úměrné energii E prolétajícího elektronu a hodnotě srážkového parametru b: DE~1/b.E, J~1/b.E.
Nejprve si přiblížíme, co se děje v látce při interakci elektronů středních a nižších energií (záření
b- z radioaktivity), pak se podíváme na interakci vysokoenergetických elektronů.
   Vnikne-li do látky částice
b-, což je záporně nabitý elektron e- z radioaktivity beta kinetické energie řádově stovky keV, pak při svém průletu kolem atomů působí elektrickými odpudivými silami na elektrony, které vyráží z atomového obalu a tím atomy ionizuje. Jelikož jsou elektrony velmi lehké částice, při každé takové ionizaci atomu elektron b prudce změní směr svého pohybu - odpudivými elektrickými silami se odrazí od atomu. A hned pak od dalšího a dalšího atomu - elektron b se bude "cik-cak" pohybovat a odrážet mezi atomy, které ionizuje a přitom ztrácí energii - obr.1.6.1 vlevo. Zabrzdí se, v závislosti na své energii, v hloubce do 1-4mm v látce hustoty vody, v těžkých kovech pak nedoletí hlouběji než do cca 0,1mm. Střední dolet (dosah) Rs záření b v látce *) závisí na energii záření a na hustotě a protonovém čísle látky (..........-empirický vzorec?). Pro energie v rozmezí cca 0,6-3 MeV závisí dolet na energii přibližně lineárně, pro nižší energie se závislost poněkud zplošťuje. Dolet 3mm, uvedený jako příklad v měřítku na obr.1.6.1 vlevo, odpovídá přibližně tvrdšímu záření b o energii kolem 1,5MeV (jako má např. 32P) ve vodě. Pro střední energie kolem 500keV průměrný dolet ve vodě činí necelý 1mm, pro měké b (jako má 3H) je dolet velmi malý, řádově setiny mm.
*) Vlivem srážek a rozptylu je stopa částice b v látce velmi křivolaká, takže i dva elektrony o stejné počáteční energii, emitované z téhož místa a ve stejném směru, se mohou zabrzdit ve značně rozdílných hloubkách. Ty elektrony, které se pohybovaly v přímějším směru a prodělaly menší počet kolizí s menšími ztrátami energie, proniknou dále, zatímco elektrony, které mnokrát změnily svůj směr a ztratily při srážkách více energie, se zabrzdí blízko. Částice b z radioaktivních zdrojů mají navíc spojité spektrum energií, což ještě více "rozmaže" skutečné délky doletu kolem hodnoty středního doletu Rs. Pro záření b je proto výstižnější hodnota maximálního doletu Rmax. Často se též dosah záření v látce popisuje pomocí veličiny efektivního doletu R90, což je vzdálenost, v níž se absorbuje 90% původní emitované energie částic (resp. poloměr kulového prostoru látky kolem bodového zdroje, v němž se absorbuje 90% energie emitované zdrojem).
   Ke konci dráhy, kdy již energie elektronu nestačí na ionizaci, bude elektron
b ztrácet energii excitací elektronů v atomech. Pokud není tento elektron zachycen v některém atomu, posléze se jeho kinetická energie sníží na termální hodnotu »3/2 k.T (k je Boltzmanova konstanta), která při pokojové teplotě činí jen cca 0,04 eV.
   Vysokoenergetické elektrony z urychlovače (betatronu či lineárního urychlovače) o energiích jednotky až desítky MeV se po vstupu do látkového prostředí zpočátku pohybují téměř v původním přímém směru a jen pomalu se brzdí. Účinný průřez interakce, energetické ztráty a úhel rozptylu jsou tím menší, čím je vyšší energie elektronu. Směrem do hloubky, podél dráhy brzděného elektronu, se s postupným snižováním energie zkracuje střední volná dráha, zvyšuje se počet kolizí, roste podíl předávané energie a zvyšuje se počet výraznějších změn směru pohybu elektronu (rozptyl do větších úhlů). Původně přímá dráha vysokoenergetického elektronu se postupně stává křivolakou, zahušťuje se ionizace a v koncovém úseku, před úplným zastavením elektronu, vzniká v látce značně hustý chaotický shluk ionizací a excitací atomů (jak bylo výše popsáno při interakci záření beta).
   Křivka hloubkové závislosti radiační dávky vysokoenergetického elektronového svazku vykazuje počáteční mírný náběh (odpovídající nižšímu účinnému průřezu interakcí při vysoké energii), po dosažení maxima v několika centimetrech následuje prudký spád až k nule (odpovídá úplnému zabrzdění elektronů v látce) - červená křivka na obr.1.6.1 vpravo.
   Při průchodu elektronového záření látkou vzniká, jak již bylo výše obecně uvedeno, sekundární elektromagnetické záření: brzdné X-záření se spojitým spektrem, charakteristické X-záření s čárovým spektrem daným druhem látky; při průletu vysokoenergetického elektronového záření opticky průzračnou látkou (např. vodou) dále vzniká viditelné Čerenkovovo záření
(kolem silných b-zářičů je vidět namodralé světélkování), v nehomogenních optických prostředích pak příp. i slabé přechodové záření.

Interakce záření beta+
Vnikne-li do látky částice b+, což je kladně nabitý pozitron e+, bude zpočátku - dokud má vysokou energii a pohybuje se vysokou rychostí - podobně jako b- při svém průletu kolem atomů Coulombovskými elektrickými silami vytrhávat elektrony z atomů, přičemž díky své stejně malé hmotnosti jako elektron se bude opět "cik-cak" pohybovat a odrážet mezi atomy, které bude ionizovat a přitom ztrácet energii. Zabrzdí se, v závislosti na své energii, podobně jako elektrony z radioaktivity b-, rovněž v hloubce cca 0,5-4mm v látce hustoty vody, proces brzdění a termalizace je podobný jako u b-. Teprve po téměř úplném zabrzdění pozitronu (na "termální" energii) nastává jeho "těsná" interakce s elektronem.
   Po zabrzdění je však osud pozitronu zcela jiný než u elektronu
b- (obr.1.6.1 dole): při setkání s elektronem dojde k vzájemné anihilaci elektronu a pozitronu e+ + e- ® 2g, při níž pozitron i elektron zaniknou a přemění se na dvě kvanta tvrdého záření g o energiích 511keV, které vylétají z místa anihilace v přesně protilehlých směrech - pod úhlem 180° *). Tato dokonalá úhlová korelace se široce využívá v gamagrafickém zobrazení metodou pozitronové emisní tomografie v nukleární medicíně (§4.3, část "Pozitronová emisní tomografie PET").
*) Tyto zákonitosti platí přesně jen v těžišťové vztažné soustavě pozitronu a elektronu. Energie fotonů 2
´511keV je důsledkem zákona zachování energie (klidová energie elektronu i pozitronu je m0e.c2 = 511keV), protilehlý směr 180° je důsledkem zákona zachování hybnosti. Při srážkách pozitronů a elektronů vyšších energií by se úhel rozletu anihilačních fotonů lišil od 180°. V látce však pozitron a elektron mají v okamžiku, kdy dojde k anihilaci, již poměrně malé rychlosti, takže emitovaná kvanta vylétají skutečně téměř opačným směrem.
Pozitronium 
Těsně před vlastní anihilací elektron e- a pozitron e+ mohou na chviličku kolem sebe obíhat (obíhají kolem společného těžiště) - utvoří zvláštní vázaný systém (podobný atomu vodíku) zvaný positronium (Ps). Rozměr "atomu" pozitronia je dvojnásobek atomu vodíku, vazbová energie pozitronia je 6,8 eV. Podle vzájemné orientace spinů elektronu a pozitronu může být pozitronium buď v singletním stavu 1S0 s opačně orientovanými spiny - tzv. parapozitronium p-Ps (1/4 případů), nebo v tripletním stavu 3S1 se souhlasně orientovanými spiny - tzv. orthopozitronium o-Ps (3/4 případů).
   Tento systém pozitronia je však nestabilní, obě částice se za vyzařování elektromagnetických vln k sobě po spirále přibližují; u p-Ps za cca 120ps na sebe "dopadnou" a dojde k vlastní anihilaci na dva fotony g. V případě o-Ps je anihilace na dva fotony zakázána kvantovými výběrovými pravidly (souvisí se zákonem zachování spinového momentu hybnosti - každý z fotonů má spin 1), takže o-Ps by se ve vakuu rozpadalo emisí 3 fotonů s poměrně dlouhou dobou života cca 140ns; v látce však pozitron vázaný v o-Ps daleko dříve stačí anihilovat s některým "cizím" elektronem z okolního prostředí, který má opačnou orientaci spinu - vznikají opět dva fotony g.
   Při anihilaci pozitronu s elektronem vznikají v naprosté většině případů 2 fotony gama, jak bylo výše uvedeno. Někdy jich však může vzniknout i více, avšak s velmi malou pravděpodobností (pravděpodobnost, že při e-e+-anihilaci vznikne 2+n fotonů je úměrná an, kde a=1/137 je konstanta jemné struktury). Pokud pozitron interaguje s elektronem vázaným v atomovém obalu, může být zánik takového páru doprovázen i vysláním pouze jediného fotonu, přičemž část energie a příslušná hybnost mohou být předány buď atomovému jádru nebo některému z ostatních elektronů; pravděpodobnost tohoto procesu je však velice malá a v praxi se neuplatňuje.
   Doba života pozitronů v látkách činí řádově stovky pikosekund. Přesná hodnota však záleží na lokálních elektronových hustotách a konfiguracích, čehož se využívá ve spektroskopické metodě PLS (Positron Lifetime Spectroscopy). Zkoumaný materiál se lokálně ozařuje b+- g zářičem (nejčastěji 22Na), přičemž doba života pozitronů se stanovuje na základě měření zpožděných koincidencí mezi detekcí fotonu záření g z ozařujícího radionuklidu (u 22Na je to g 1274 keV) a detekcí anihilačního fotonu g 511 keV.
   Při průletu b+-záření látkou vzniká dále brzdné i charakteristické X-záření a Čerenkovovo záření analogickým způsobem jako u záření b-.

Interakce nepřímo ionizujícího záření
Interakce záření gama a X
Fotony záření
g a X-záření *) nemají elektrický náboj, takže nemohou přímými elektrickými silami ionizovat atomy. Foton je však kvantem rychle kmitajícího elektrického a magnetického pole, takže když se do "těsné blízkosti" tohoto kmitajícího pole dostane elektron, může obdržet elektromagnetickou energii a být fotonem urychlen. Pokud se toto stane s obalovým elektronem v atomu, může dojít k excitaci nebo ionizaci atomu. Foton též může elektromagneticky interagovat s nukleony v jádře - může dojít k excitaci atomového jádra.
*) Obě tato záření mají stejnou fyzikální povahu (elektromagnetické fotonové záření) a do značné míry podobné vlastnosti, mohou se lišit způsobem svého vzniku. V §1.2 "Radioaktivita", část "Radioaktivita gama " jsme uvedli terminologickou dohodu, že fotonové záření emitované z atomových jader se nazývá záření g (i v případě, když má nízkou energii několika keV), zatímco záření vznikající přeskoky elektronů v atomovém obalu a brzdné záření elektronů se nazývá záření X (rentgenové - i tehdy, když má vyšší energii desítky a stovky keV). Fotonové záření o velmi vysokých energiích (řádově MeV) však již obvykle nazýváme zářením gama, bez ohledu na způsob jeho vzniku. Kvanta X a g-záření se pohybují přesně rychlostí světla ve vakuu c (pro zajímavost viz však níže teoretickou poznámku "Pohybuje se vysokoenergetické g-záření pomaleji než světlo?").
  Běžné fotony gama a X nižších energií
(desítky či stovky keV) interagují prakticky výhradně s elektronovým obalem atomů. Jejich interakce s jádrem má velmi malou pravděpodobnost (určitou výjimkou je Mösbauerova rezonanční jaderná absorpce popsaná níže). Teprve při energii nad 5MeV se výrazněji uplatňuje interakce s jádry - fotojaderné reakce (viz níže).
   Způsob interakce fotonového záření s látkou určuje především jeho kinetická energie (vlnová délka). "Měkké" elektromagnetické záření delších vlnových délek (nízkých energií) se chová především jako vlna, která v hmotném prostředí interaguje kolektivně s větším počtem elektronů či atomů (které rozkmitává), což v případě světla vede ke známým optickým jevům odrazu a lomu světla. Při interakci a atomem zasáhne kmitající elektromagnetické pole buď celý elektronový obal nebo jeho větší část, přičemž vzhledem k pomalejšímu průběhu interakce vazbové síly elektronů stačí "odvést" excitaci na celý atom.
  Se zvyšováním frekvence-energie získává záření fotonový charakter, přičemž fotony mají vlastnosti volných bodových částic poměrně vysoké energie. Takové fotony pak interagují - srážejí se - individuálně s jednotlivýni elektrony, ať již volnými nebo vázanými v atomech. Při vyšších energiích se proto uplatňují přímé kolize fotonů s elektrony
("bodově lokalizované" fotony mohou v atomech zasahovat jednotlivé elektrony přímo, bez ovlivnění okolních orbitalů v atomovém obalu). Vzhledem k velmi krátké době, po kterou je foton "v kontaktu" s elektronem, nestačí vazbové síly elektronů "převést" excitaci na zbytek atomu.
  Na straně elektronů způsob interakce záleží na tom, zda je elektron volný, či jak silně je vázán v atomovém obalu. Pro volné nebo slabě vázané elektrony má interakce většinou charakter přímé "kolize" fotonu s elektronem a výsledkem je rozptyl - foton se "odrazí" do jiného směru a jeho energie se sníží o hodnotu kterou předal elektronu. S elektrony silně vázanými v atomovém obalu však foton může interagovat do určité míry "kolektivně": primární foton je nejprve pohlcen elektronovým obalem, vytvoří se přechodný vzbuzený stav, který se vzápětí spontánně rozpadá a přijatou energii emituje - buď opět jako sekundární foton, nebo v podobě kinetické energie uvolněného elektronu.

Neionizační procesy
Bez dalšího rozboru zde jen zmíníme neionizační procesy, k nimž dochází při nterakci elektromagnetického záření s látkou:

   Z hlediska vlastní fyziky ionizujícího záření nemají tyto procesy téměř žádný význam - pro záření gama nastávají jen s velmi malým účinným průřezem a nevedou k ionizačním účinkům. Jsou však důležité z hlediska atomové fyziky, interakce měkčího záření s atomy. Interference X-záření při koherentním rozptylu na atomech v krystalových mřížkách se využívá při rentgenové difrakční analýze struktury pevných látek (viz §3.3 "Radiační měření mechanických vlastností materiálů"). Thomsonův rozptyl na elektronech je důležitý ve fyzice plasmy a v astrofyzice, excitace a následná deexcitace atomů je zdrojem značné části viditelného, infračerveného a UV elektromagnetického záření, které v přírodě pozorujeme.

Ionizační procesy
Interakce záření
g a X (pro krátkost budeme v dalším psát jen g, pro X-záření je situace analogická) s látkou, vedoucí k ionizačním účinkům, může probíhat čtyřmi různými způsoby vyznačenými na obr.1.6.3 (pátý způsob, rezonanční jaderná absorbce - Mösbauerův jev, zde zobrazen není, je však níže podrobně popsán):


Obr.1.6.3. Čtyři způsoby interakce záření gama s látkou.

Oba základní jevy - fotoefekt a Comptonův rozptyl - se při interakci fotonového záření v látce často kombinují. Většinou dojde nejprve k Comptonovu rozptylu, příp. několikanásobnému, a rozptýlené fotony s nižší energií pak interagují fotoefektem.


Obr.1.6.4. Závislost účinného průřezu pro fotoefekt, Comptonův rozptyl a tvorbu elektron-pozitronových párů v olovu na energii záření
g - je vyjádřeno pomocí příslušných příspěvků k lineárnímu absorbčnímu koeficientu m. U křivky pro fotoefekt je zobrazen roztažený výřez pro nižší energie, na němž je vidět rezonančně zvýšená účinnost fotoefektu v okolí vazbové energie EK elektronů na K slupce - K-hrana.
Pro lehčí materiály jsou křivky nižší (menší hodnoty
m), plošší a jakoby posunuty k nižším energiím; relativně nejvíce snížen je podíl fotoefektu.

Sekundární záření generované při interakcích X a g s látkou
Při shora rozebíraných interakcích primárního záření
g a X s látkou dochází k pochodům, při nichž je generováno sekundární záření:

   Fotoelektrony, Augerovy elektrony a elektron-pozitronové páry jsou v látce většinou absorbovány, vylétat jich může jen velmi malá část z vrstev při povrchu ozařované látky. Comptonovsky rozptýlené g-záření, charakteristické X-záření, brzdné záření a anihilační g-záření však mohou snadno vylétat z ozařované látky ven a obohacovat tak původní pole záření g. Sekundární světelné záření se může uplatnit v případě opticky transparentních látek; má důležité využití ve scintilační detekci a spektrometrii záření g - viz §2.4 "Scintilační detekce a spektrometrie záření gama", popř. v detekci Čerenkovova záření pomocí fotonásobičů.
   Jak bylo uvedeno zhora v pasáži "Sekundární záření generované při interakcích záření s látkou", pro míru sekundárního záření, emitovaného ozařovaným tělesem, se někdy používá název albedo. Pro záření X a g je albedo běžných látek (jako je voda či živá tkáň) velmi nízké, pod 1%. Je způsobeno především Comptonovým rozptylem, částečně též rentgen-fluorescenčním zářením.

Teoretická zajímavost:
Pohybuje se vysokoenergetické g-záření pomaleji než světlo ?
Veškeré elektromagnetické záření se ve vakuu šíří přesně rychlostí světla c, nezávisle na pohybu zdroje a pozorovatele. Toto je základní poznatek, pevně ukotvený ve speciální teorii relativity. A to nezávisle na vlnové délce - rychlostí c se šíří radiovlny, viditelné světlo *), X i gama záření.
*) Klasická disperze, pozorovaná u světla v látkovém optickém prostředí, má původ v (kolektivních) interakcích elektromagnetické vlny s atomy látky; ve vakuu nenastává. Zde se jedná o něco jiného..!..


Vliv fluktuací geometrie prostoročasu na rychlost pohybu vysokoenergetických fotonů záření gama.

V souvislosti s kvantově-gravitačními efekty, vedoucími k fluktuacím geometrie prostoročasu (viz §B.4 "Kvantová geometrodynamika" knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu), se však mohou vyskytovat jevy, které toto základní tvrzení mohou za určitých okolností poněkud zpochybnit *). Na obrázku je znázorněna situace, kdy jsou z určitého zdroje ve stejný okamžik vyzářeny dva fotony: jeden foton s nižší energií, tj. delší vlnovou délkou, druhý foton vysokoenergetického záření gama s velmi krátkou vlnovou délkou. Pro záření s delší vlnovou délkou se v příslušném delším měřítku kvantové fluktuace metriky zprůměrují a zcela vyhladí, takže toto záření se bude v klasickém vakuu pohybovat přesně rychlostí světla v=c. Fotony vysokoenergetického záření g s velmi krátkou vlnovou délkou však budou na fluktuace metriky prostoročasu v jemném měřítku "citlivější", než nízkoenergetické fotony. Takové vlnění se bude pohybovat po mírně zvlněné geodetické dráze, fotony se budou v jistém smyslu "prodírat" nerovnostmi dráhy, způsobenými jemnými poruchami metriky a jejich efektivní rychlost vef bude o něco menší než c. Můžeme to přirovnat k pohybu automobilu s malými kolečky a s velkými koly po hrbolaté cestě: při pohánění kol stejnou obvodovou rychlostí pojede automobil s malými kolečky o něco pomaleji než auto s velkým průměrem kol.
*) Tento jev nelze považovat za porušení či selhání speciální teorie relativity, která přesně platí v plochém prostoročase bez defektů metriky.
   Tyto rozdíly se projevují až při velmi vysoké energii záření
g, v oblasti GeV a TeV. I zde jsou rozdíly v rychlosti velice malé (řádově 10-20), bez možnosti laboratorního změření. Mohly by být v budoucnu prokázány jedině časovým porovnáním detekce světla a záblesků tvrdého g-záření z katastrofických procesů ve vzdáleném vesmíru. Na kosmologických vzdálenostech miliard světelných let by se i tyto nepatrné rozdíly v rychlosti mohly "nakumulovat" a projevit se měřitelnými efekty (problémem je ovšem odlišit tyto rozdíly od rozdílů emisních časů v samotných zdrojích...).
   Interakce s kvantově-gravitačními fluktuacemi prostoru mohou vést k disipativním jevům a nepatrné modifikaci kinematiky nejen u tvrdého fotonového záření, ale i u vysokoenergetických částic ve vesmíru.

Neutronové záření a jeho interakce
Pod neutronovým zářením se rozumí proud pohybujících se neutronů. Neutrony jsou za normálních okolností vázany v jádrech silnou interakcí, spolu s protony. Z jader se uvolňují jadernými reakcemi, vznikajícími při ozařování vysokoenergetickými částicemi z urychlovačů a při štěpení těžkých jader. Intenzívními zdroji neutronového záření jsou jaderné reaktory, ať již štěpné, nebo zatím pokusné fúzní termonukleární
(§1.3, část "Štěpení atomových jader" a "Slučování atomových jader"). Jako laboratorní zdroje neutronů se konstruují specifické malé urychlovače nabitých částic (většinou deuteronů, s tritiovým terčíkem) zvané neutronové generátory (§1.5, část "Urychlovače nabitých částic", pasáž "Neutronové generátory"). Nejčastější jsou však radioisotopové neutronové zdroje tvořené směsí a-zářiče s lehkým prvkem jako je berylium (směs 241Am+Be, 239Pu+Be, 226Ra+Be, 210Po+Be). Energetické alfa záření vyráží z jader berylia neutrony reakcí 9Be(a,n)12C. Ojediněle se používají těžké transuranové radionuklidy, nejčastěji kalifornium-252, při jehož spontánním štěpení se uvolňují neutrony (§1.3, "Transurany").
   Ve vakuu se neutrony pohybují sice volně a bez odporu, avšak jejich "dolet jakožto neutronů" není neomezený jak by se dalo čekat: volné neutrony se spontánně rozpadají radioaktivitou
b- s poločasem asi 13minut na protony, elektrony a (anti)neutrina. Jelikož neutrony nemají elektrický náboj, při průchodu látkou samy neionizují (jedná se o záření nepřímo ionizující). Ionizaci prostředí způsobují až sekundární částice, jež vznikají při interakci neutronů s jádry atomů (odražená lehká jádra, záření g, protony, částice alfa a pod.).
   Neutrony po vstupu do látky interagují téměř výhradně s atomovými jádry (nikoli s elektrony v obalu), a to čtyřmi způsoby:


Základní způsoby interakce neutronů s látkou

   V praxi se jednotlivé mechanismy interakce neutronového záření s látkou často kombinují. Např. rychlé neutrony snadno vnikají do látky, rychle ztrácejí svou energii při pružných či nepružných srážkách hlavně s lehkými jádry; tato odražená jádra pak ionizují a excitují okolní atomy. Po zpomalení vnikají neutrony do jader a způsobují tam jaderné reakce za vzniku radioisotopů - neutronovou aktivaci, která se může stát i dlouhodobějším zdrojem ionizujícího záření. Nezmiňujeme se zde o interakcích neutronů s velmi těžkými jádry v oblasti uranů a transuranů, vedoucích ke štěpení jader, které je podrobněji rozebráno v §1.3 "Jaderné reakce", část "Štěpení atomových jader".

Neutrinové záření
I když z hlediska fluence částic patří neutrinové záření mezi nejhojněji se vyskytující a nejintenzívnější záření v přírodě, je jeho radiační význam zcela nepatrný (prakticky nulový) a většinou se ani mezi ionizující záření nezařazuje. Je to díky extrémně malému účinnému průřezu interakce neutrin s látkou. Vznik a vlastnosti neutrin jsou podrobně rozebírány v §1.2, část "
Neutrina".

Absorbce záření v látkách. Stínění.
Všechny výše popsané mechanismy interakce záření s hmotou způsobují, že aspoň část kvant ionizujícího záření se při průchodu látkou absorbuje. U málo pronikavého záření se pohltí prakticky všechno, u pronikavého záření se část kvant pohltí a část projde. Budeme se zabývat především absorbcí záření g, které je pronikavé.
  Rozdílné absorbce ionizujícího záření v závislosti na druhu a energii záření, tloušťce a hustotě ozařovaného materiálu, se používá v řadě radiačních analytických metod, podrobněji popisovaných v kapitole 3. Je to především RTG diagnostika
(§3.2 "X-záření - rentgenová diagnostika"), defektoskopie, měření tlouštěk a hustot materiálů či výšky hladin (§3.3 "Radiační měření mechanických vlastností materiálů"). Absorbované energie záření se používá v radiačních technologiích, zvláště v radioterapii (§3.6 "Radioterapie").


Obr.1.6.5. Základní zákonitosti absorbce ionizujícího záření v látce hustoty
r, protonového čísla Z a tloušťky d.

Na obr.1.6.5 je znázorněna situace, kdy rovnoběžnému svazku záření g o výchozí intenzitě Io postavíme do cesty vrstvu absorbující látky (s hustotou r a protonovým číslem Z) o tloušťce d. Část záření se absorbuje, intenzitu prošlého záření označíme I. Na čem bude záležet množství pohlceného a prošlého záření? Samozřejmě v prvé řadě na tloušťce materiálu d, přičemž závislost bude exponenciální (je odvozeno níže):

I   =   I o  .  e - m . d   ,    

kde absorbční koeficient m se nazývá lineární součinitel zeslabení. Jeho hodnota závisí na hustotě a protonovém čísle absorbčního materiálu a výrazně též na energii záření Eg : m = m(r,Z,Eg). Lineární součinitel zeslabení je tím vyšší, čím vyšší je hustota r a protonové číslo Z dané látky a tím nižší, čím vyšší je energie záření Eg.
   Celkový lineární součinitel zeslabení
m je u fotonového záření (gama, X) součtem jednotlivých dílčích absorbčních koeficientů pro fotoefekt mf, Comptonův rozptyl mC a tvorbu elektron-pozitronových párů me : m = mf + mC + me. Relativní zastoupení těchto dílčích složek závisí na materiálu a velmi podstatně na energii záření g (viz obr.1.6.4).
   Vedle lineárního součinitele zeslabení m se někdy zavádí i hmotnostní zeslabovací koeficient m/r, který je nezávislý na hustotě. Dále, zvláště pro technické účely (jako je navrhování stínění - viz níže), se místo lineárního součinitele zeslabení m v tabulkách často uvádí hodnoty tzv. polovrstvy (polotloušťky) absorbce d1/2= ln2/m @ 0,693/m, což je taková tloušťka vrstvy daného materiálu, která zeslabí intenzitu daného záření na polovinu. A někdy se uvádí hmotnostní polovrstva absorbce r/d1/2 [g/cm2], která závisí především na energii a druhu záření.
Pozn.:  Základní vlastností exponenciální funkce se záporným exponentem je, že se blíží nule až v limitě v nekonečnu. Po proběhnutí vrstvy d = d1/2 se absorbuje právě polovina částic-kvant : I(d1/2) = Io/2. Po uplynutí další polovrstvy zbude polovina z poloviny částic, tj. čtvrtina: I(2.d1/2) = Io/4. A tak dále až do nekonečna, takže teprve v limitě d®Ą bude lim I(d®Ą) = 0 a všechny částice se opravdu pohltí.
To by znamenalo, že záření prakticky nikdy nelze úplně odstínit. Tak je tomu však jen teoreticky. Ve skutečnosti každý zářič emituje jen konečný počet kvant-částic. Po průchodu dostatečnou tloušťkou (desítky či stovky d
1/2) se v praxi vždy nakonec pohltí i poslední kvantum.
Zeslabení širokého svazku záření 
Uvedený exponenciální zákon platí přesně pro rovnoběžný úzce kolimovaný svazek záření, kdy se berou v úvahu jen fotony, které prošly absorbátorem bez rozptylu. V případě širokého svazku záření bez kolimace může být detektor v prostoru za absorbujícím materiálem zasažen i rozptýleným zářením, takže intezita I bude poněkud vyšší. Tato okolnost se v exponenciálním zákonu absorbce vyjadřuje zavedením tzv. vzrůstového faktoru B: I = I
o.B.e-m .d. Velikost vzrůstového faktoru (Bł1) závisí na tloušťce a druhu látky, energii záření, jakož i na geometrickém uspořádání zdroje záření, prozařované vrstvy a detektoru.

Účinný průřez interakce a lineární součinitel zeslabení
V §1.3 "Jaderné reakce" a §1.5 "Elementární částice" byl zaveden pojem účinný průřez interakce
s, který geometrickým způsobem vyjadřuje pravděpodobnost daného druhu interakce. Zde se jedná o účinný průřez interakce záření, např. g, s atomy látky (buď celkový účinný průřez interakce, nebo jednotlivé dílčí účinné průřezy pro fotoefekt, Comptonův rozptyl a tvorbu elektron-pozitronových párů). Při interakci rovnoběžného svazku záření o intenzitě I prochází 1cm2 látky každou sekundu I částic, které interagují s atomy látky s účinným průřezem s. Počet atomů v 1cm3 je L » r.mp/N, kde r je hustota materiálu a N nukleonové číslo atomů látky. Ve vrstvičce tloušťky dx je v 1cm2 obsaženo L.dx atomů, z nichž každý představuje pro záření účinnou stínící plošku interakce o velikosti s, takže intenzita I svazku se zeslabí o -dI = I.s.L.dx. Integrací tohoto diferenciálního vztahu získáme pro intenzitu I(x) svazku v hloubce x vztah I(x) = Io.e-s.L.x = Io.e-m .x, kde Io je původní intenzita svazku na povrchu a koeficient m = s.L = s.r.mp/N představuje lineární součinitel zeslabení. Lineární součinitel zeslabení je úměrný hustotě r absorbujícího materiálu a díky účinnému průřezu s výrazně závisí na energii záření a též na protonovém čísle atomů látky (neboť protonové číslo určuje i elektronovou hustotu atomů).
Vedle lineárního součinitele zeslabení
m se někdy zavádí i hmotnostní zeslabovací koeficient m/r, který je nezávislý na hustotě.
Absorbce polyenergetických svazků záření - "tvrdnutí spektra" 
Svazky záření používané v rtg diagnostice a radioterapii mají většinou spojité spektrum zahrnující poměrně široký interval energií fotonů. Pozorujeme zde odchylky od exponenciálního průběhu zeslabení. Počáteční vrstva materiálu zde zeslabuje především nízké energie, zatímco vysoké energie ponechává téměř bez absorbce. V hloubce materiálu tím dochází ke zvyšování podílu vyšších energií - zvazek se stává pronikavější, jeho spektrum "tvrdne". Vzhledem k tomuto spektrálnímu posunu není průběh zeslabení polyenergetických svazků na hloubce již přesně (mono)exponenciální, ale míra absorbce se s hloubkou postupně snižuje.
Efekt "tvrdnutí spektra" se využívá při filtraci spektra rentgenového svazku
(§3.2. "X-záření - rentgenová diagnostika", pasáž "Zdroje X-záření - rentgenky").

Stínění ionizujícího záření
Při řadě aplikací ionizujícího záření je třeba zabránit tomu, aby ionizující záření vnikalo do určitých míst, nebo z určitých směrů - je tedy třeba určitou část záření odstínit. Tato potřeba vzniká např. při ochraně před ionizujícím zářením (kap.5, §5.3), při detekci ionizujícího záření (kde je detektor potřeba stínit vůči pozadí, popř. detekovat jen záření z určitých směrů - kap.2), při zobrazovacích metodách jako je scintigrafie (kde pomocí kolimace detekujeme jen záření z přesně vymezených směrů - kap.4), při radioterapii kde kolimací vymezujeme úzký svazek záření zasahující jen cílovou nádorovou tkáň, atd. S odkazem na výše uvedené mechanismy interakce záření s látkou se zde stručně zmíníme o některých obecných zásadách pro dosažení optimálního stínění u některých druhů záření.

Stínění záření gama
Pro záření gama a X jsou nejvhodnějšími stínícími materiály látky s velkou měrnou hmotností (hustotou) a protonovým číslem, tj. s vysokou elektronovou hustotou – především olovo, wolfram, uran *). Používají se olověné kontejnery pro přepravu a skladování zářičů, zástěny z olověného plechu, tvarované olověné cihly atd. Pro účinné odstínění záření gama o energii cca 100keV stačí vrstva olova tloušťky 2mm; čím vyšší je energie fotonů záření gama, tím silnější vrstvu stínění je nutno použít. Pokud je potřeba zachovat optickou viditelnost, používá se olovnaté sklo s vysokým obsahem kysličníku olova v tavenině.
*) Pro svou vysokou hustotu (19g/cm3) a protonové číslo (Z=92) je uran velmi dobrým stínícím materiálem pro tvrdé záření g. Kromě vysoké ceny je jeho hlavní nevýhodou to, že uran samotný je radioaktivní (viz §1.4, pasáž "Radioaktivní rozpadové řady"). Jeho měrná aktivita se dá snížit odstraněním izotopu 235U, který (přes své nízké zastoupení 0,7%) tvoří významnou složku radioaktivity přírodního uranu. Tento tzv. "ochuzený uran" - 238U, má měrnou aktivitu cca 12kBq/g a je vhodný pro stínění preparátů o vysoké aktivitě a malých rozměrech. Uran není vhodný pro stínění a kolimaci nízkých aktivit a slabých toků záření, kde vadí vlastní radioaktivita stínícího materiálu.
   Z ekonomických důvodů je někdy výhodnější použít větší tloušťky materiálu o nižší stínící schopnosti, pokud to konfigurace zářiče, ozařovaných látek a detektoru umožňuje. Tak tomu zpravidla bývá při stavebním řešení pracovišť s ionizujícím zářením, kde vedle cihlového zdiva se používají hutnější stavební materiály - beton s příp. příměsí barytu, barytové omítky a pod.

Polotkoušťka absorbce
Tloušťka
potřebného stínění závisí na hustotě (a nukleonovém čísle) stínícího materiálu, na energii záření g a na požadovaném zeslabení. Vedle lineárního součinitele zeslabení m se v tabulkách často uvádí hodnoty tzv. polovrstvy (polotloušťky) absorbce d1/2= ln2/m @ 0,693/m, což je taková tloušťka vrstvy stínícího materiálu, která zeslabí intenzitu daného záření na polovinu (2 polovrstvy pak na 1/4, 3 polovrstvy na 1/8 atd. – stínící účinek roste exponenciálně s tloušťkou stínění podle shora uvedeného vzorce). Pro některé běžné materiály a energie záření g (resp. X) jsou polovrstvy následující :

  Polovrstva [mm]
E g [keV] voda beton železo olovo
100        
200 51 21 6,6 1,4
500 78 30 11,1 4,2
1000 102 45 15,6 9
2000 144 59 21 13,5
5000 231 99 28,8 14,7

Zeslabení intenzity záření absorbční vrstvou tloušťky d se pomocí polotloušťky d1/2 dá vyjádřit jednoduchým vztahem I/Io = 2-d/d1/2. Stínění o tloušťce odpovídající 7 polotloušťkám zeslabí záření přibližně na 1%, 10 polotlouštěk pak pod 0,1%.

Stínění záření beta
K odstínění záření
b- stačí lehké materiály (jako je plexisklo nebo hliník) tloušťky cca 5-10mm. Pro tvrdší záření beta pak nejlépe v kombinaci s následnou tenkou vrstvou olova k odstínění brzdného elektromagnetického záření, vznikajícího zabrzděním elektronů b ve stínícím materiálu. Olovo samotné není optimálním stínícím materiálem pro záření b, neboť v něm vzniká tvrdé a intenzívní brzdné záření, k jehož odstínění je nutno použít zbytečně silnou vrstvu olova.
   Pro odstínění pozitronového záření b+ je kromě vrstvy lehkého materiálu potřeba použít poměrně silné vrstvy olova (cca 3 cm), popř. wolframu, abychom odstínili tvrdé záření gama o energii 511keV, vznikající při anihilaci pozitronů b+ s elektrony e-.

Stínění záření alfa
Záření a, vzhledem k jeho malé pronikavosti, lze odstínit velmi snadno. Stačí tenká (milimetrová) vrstva lehkého materiálu, třebas plastu. Často není proti záření alfa potřeba stínit vůbec, protože i ve vzduchu je dolet částic a jen několik centimetrů, při vyšších energiích max. desítky centimetrů. Pokud je zářič smíšený a+g, stínění proti gama automaticky dokonale odstíní i záření alfa.

Stínění neutronového záření
Stínění proti neutronům je obecně složitějším problémem než proti záření beta či gama. Neutrony jsou totiž jediné z běžných druhů částic, které neinteragují s elektronovým obalem atomů látky, ale pouze s jádry atomů, prostřednictvím silné interakce
(interakce neutronů s látkou byla podrobněji rozebírána výše v pasáži "Neutronové záření a jeho interakce"). Jedná-li se o rychlé neutrony, je třeba je nejprve zpomalit, aby mohly být účinně pohlceny vhodným absorbátorem. Neutrony se nejúčinněji zpomalují průchodem látkami z lehčích atomů, např. bohatými na vodík, kde ztrácejí energii při pružném rozptylu na jádrech vodíku (protonech). K asi 10-násobnému zmenšení počtu rychlých neutronů je zapotřebí vrstva cca 20cm parafinu či plastu. Pro absorbci takto zpomalených neutronů se pak využívá jejich záchyt vhodnými jádry atomů. Nejúčinnější absorbce probíhá v kadmiu, bóru, či indiu. Absorbce neutronů v jádrech kadmia nebo boru je doprovázena emisí záření gama (jedná se o reakce (n, g) radiačního záchytu neutronu), které je potřeba rovněž odstínit, a to těžkým materiálem - olovem. Stínění proti neutronům tedy obecně musí sestávat ze tří vrstev: vrstva lehkého materiálu bohatého na vodík (např. polyetylén), vrstva kadmia nebo bóru, a nakonec vrstva olova.
Pozn.: Při stínění neutronů je třeba pamatovat i na to, že při záchytu neutronů v některých jádrech dochází ke vzniku radionuklidů, kdy se z původně neaktivních materiálů mohou stát zářiče
b a g. Tyto radionuklidy pak "vnitřně" kontaminují stínění a konstrukční materiály. Např. pokud je neutronům vystavena ocel legovaná kobaltem 59Co, vzniká záchytem neutronů známý radionuklid 60Co s poločasem rozpadu přes 5 let!


Kosmické záření
Světlo kosmického původu ze Slunce a hvězd pozorovali lidé od nepaměti. První indicií pro to, že k nám z vesmíru přichází i neviditelné ionizující záření, bylo pozorování rakouského badatele Viktora Hesse r.1912 při odvážném výstupu na balónu, že úroveň radiace indikovaná na elektroskopu roste s výškou *). Další měření při výškových letech do stratosféry, pozemská měření dokonalejšími detektory a pozdější měření na kosmických sondách, nejen spolehlivě potvrdila existenci tohoto kosmického záření, ale zároveň byly detailně změřeny jeho vlastnosti.
*) Toto zjištění bylo tehdy značně překvapující, neboť odborníci se v té době domnívali, že veškerá přírodní radiace, způsobující ionizační vybíjení elektroskopů, má svůj původ ve vyzařování radioaktivních látek obsažených v zemské kůře. Úroveň radiace by proto měla s výškou nad zemí klesat. Tomu částečně nasvědčovalo pozorování T.Wulfa, který vynesl elektrometr na vrchol Eiffelovy věže, kde ve výšce 330m naměřil asi poloviční ionizaci než při zemi. I tento pokles byl však mnohem menší než kdyby šlo pouze o záření (
g) pocházející ze zemského povrchu. Při balónových výstupech V.Hesse (let se uskutečnil v Ústí n.Labem, balón byl naplněn vodíkem z tamnější chemické továrny) a jeho následovníků bylo použito vzduchotěsných elektrometrů, aby rychlost vybíjení nemohla být ovlivněna změnou tlaku vzduchu. Při výstupu do prvních asi 800m ionizace skutečně ubývalo, ale pomaleji než se očekávalo; při dalším stoupání ionizace naopak jevila nárust, který ve výšce asi 3km byl již značně prudký; ve výšce 5km byla ionizace 3-krát větší než při povrchu Země. Nabízelo se jediné vysvětlení: "zhora", z kosmického prostoru, přichází pronikavé záření mimozemského původu, které částečně prochází atmosférou a přispívá k ostatní přírodní radiaci a ionizaci i při zemském povrchu. Tyto pokusy pak v r.1925 potvrdil R.Milikan s použitím elektrometru s automatickým záznamem měření na film, který na balónu bez lidské posádky mohl vystoupit do daleko větších výšek; toto záření nazval "kosmické záření".
   Elektrometry byly schopny pouze ukázat, zda je záření přítomno a jaká je jeho přibližná intenzita. Velký pokrok v chápání povahy kosmického záření přineslo použití částicových detektorů, zvláště Geiger-Müllerova detektoru (viz §2.3) a též detektorů stop částic - mlžných komor a jaderných fotografických emulzí (viz §2.2). První stopu částice kosmického záření v mlžné komoře zaznamenal D.Skobelcyn v r.1922. S pomocí koincidenčních měření G.-M. detektory bylo zjištěno, že kosmické záření obsahuje nabité částice o vysokých energiích přesahujících 1GeV. V r.1938 Pierre Auger detekoval koincidence impulsů pocházejících se spršek částic (sekundárního) kosmického záření, vznikajících v atmosféře. Pomocí stop kosmického záření v mlžných komorách a fotografických emulzích bylo nejen odhaleno složení kosmického záření, ale byla objevena řada nových částic, do té doby fyzice neznámých - pozitron e+, mion m, mezony p a K, nakonec i některé těžké hadrony (hyperony), viz §1.5 "Elementární částice". Studium kosmického záření tak sehrálo neobyčejně významnou úlohu při poznávání zákonitostí mikrosvěta (ostatně, tak vysoké energie jaké se vyskytují v kosmickém záření, dosud neumíme dosáhnout v pozemských urychlovačích, viz níže).
   Kosmické záření, které přichází z vesmíru se označuje jako primární; tím se budeme zabývat nejdříve. Při průchodu primárního kosmického záření zemskou atmosférou pak vzniká sekundární kosmické záření (o něm se zmíníme v druhé části této pasáže o kosmickém záření).

Složení a energie kosmického záření
Pod kosmickým zářením (primárním) rozumíme vysokoenergetické záření vesmírného původu, které je tvořeno z největší části protony (88%), dále jádry hélia (10%) a dalších prvků (1%); obsah různých jader v kosmickém záření zhruba odpovídá zastoupení prvků ve vesmíru, jak se ustavilo v důsledku prvotní a hvězdné nukleosyntézy. Z lehkých částic pak rychlé elektrony a neutrina. Součástí kosmického záření jsou i vysokoenergetické fotony záření gama. Energie částic (primárního) kosmického záření se pohybuje v širokém rozmezí. Dolní hranice je asi 10
9eV - nabité částice o nižších energiích totiž k Zemi obtížně pronikají v důsledku magnetického pole vytvářeného nabitými částicemi pohybujícími se ze Slunce ("slunečního větru"). Samotné záření ze Slunce (tzv. solární složka tvořená zejména protony a 5-10% iontů hélia) se vzhledem ke svému lokálnímu významu mezi kosmické záření zpravidla nezařazuje. Horní hranice energií dosud registrovaného kosmického záření dosahuje cca 1020eV; srovnáme-li to se zatím nejvyššími energiemi částic cca 1012eV dosaženými na pozemských urychlovačích, jsou v kosmickém záření obsaženy daleko nejvyšší energie částic, jaké známe *) - převyšují o 8 řádů (tj. stomilionkrát!) nejvyšší energie, dosahované zatím v pozemských urychlovačích.
*) V r.1991 byla zaznamenána částice kosmického záření s energií 3.1020eV, což v běžných jednotkách odpovídá cca 50 Joulům. Takže mikročástice - proton - má "makroskopickou" energii!
   S rostoucí energií E počet částic kosmického záření rychle klesá (je úměrný zhruba E
-3), takže zatímco tok částic s energiemi kolem 1GeV je poměrně intenzívní (cca 104/sec./m2), vysokoenergetických částic je jen velmi málo - pro energie 1016eV pozorujeme již jen několik málo částic na 1m2 za 1rok, pro nejvyšší energie kolem 1019eV je to již jen cca 1částice/1km2 za rok. Částice o nejvyšších energiích 1020eV jsou detekovány jen ojediněle za několik let.
   
Energetické zastoupení částic, tj. spektrum primárního kosmického záření, je schématicky znázorněno v levé polovině obr.1.6.6 v logaritmickém měřítku. Tvar tohoto spektra se někdy přirovnává k tvaru natažené lidské nohy: po víceméně rovnoměrném poklesu počtu částic do energií cca 1015-16eV se na křivce objevuje ohyb jakoby tvaru "kolena", za nímž pokles počtu částic s energií začíná být o něco rychlejší až do velmi vysokých energií cca 1018-19eV, kde úbytek částic začíná být opět o něco pomalejší - na tvaru křivky se objevuje jakýsi "kotník" a "nárt". Toto zpomalení je poněkud překvapující, neboť z astrofyzikálního hlediska by se v oblasti nejvyšších energií dal očekávat spíše ještě rychlejší pokles četnosti, m.j. v důsledku pionových interakcí energetických protonů s kosmologickým reliktním zářením (GZK-mez, viz níže). Četnost těchto částic nejvyšších energií je však velice malá a kvantifikace energie je zde obtížná, takže v důsledku statistických fluktuací může být četnost a energie v této oblasti nadhodnocena. Problém zůstává zatím otevřený, očekávají se rozhodující výsledky z měření velkého počtu spršek kosmického záření na observatoři AUGER (viz níže).

Obr.1.6.6.
Vlevo: Energetické spektrum primárního
kosmického záření.
Vpravo: Snižování energie vysokoenergetického
protonového záření interakcí s reliktním fotonovým
zářením v závislosti na uražené vzdálenosti ve vesmíru.

Šíření kosmického záření; GZK mez
Směrové rozložení kosmického záření je téměř izotropní, což souvisí se složitými zakřivenými drahami nabitých částic v magnetických polích v rámci galaxie i v mezigalaktickém prostoru. Zakřivení dráhy je přímo úměrné náboji částice a intenzitě magnetického pole a nepřímo úměrné hmotnosti částice a tedy její energii - tzv. Larmorův poloměr kružnice, po níž pohyb probíhá. Částice, které zachycujeme, prošly na své cestě k Zemi velmi složité zakřivené dráhy, čímž ze bohužel ztrácí směrová informace o zdroji v němž vznikly *). Pouze nejenergetičtější částice (nad 10
19eV) mají dostatečně velký Larmorův poloměr zakřivení (řádově kiloparseky) a zachovávají si do značné míry svůj směr, který by umožňoval jejich přibližnou lokalizaci; jelikož se nepozoruje zvýšený počet takových částic přicházejících z okolí roviny naší Galaxie, mají tyto vysokoenergetické částice pravděpodobně extragalaktický původ.
*) Můžeme to přirovnat k šípu vystřelenému na větší vzdálenost za prudkého větru. Během letu si vítr "pohrává" s šípem a mění směr jeho letu. Takže v místě dopadu může být obtížné zjistit směr, z něhož byl původně vystřelen. Pokud mají nabité částice kosmického záření nízké energie, již za krátkou dobu letu ve vesmírném magnetickém poli mohou přilétnout třeba i z opačného směru, než byly vyslány. Při velmi vysokých energiích je zakřivení dráhy malé, částice si drží svůj směr - podobně jako kulka vystřelená z pušky je, ve srovnání s šípem, větrem jen málo ovlivňována.
   Kromě zakřivené dráhy dochází při šíření nabitých částic kosmického záření vesmírným prostorem i k jeho postupným energetickým ztrátám interakcemi s fotony reliktního mikrovlnného záření (obr.1.6.6 vpravo), při němž tyto částice ztrácejí energii obráceným Comptonovým rozptylem. Při dostatečně vysokých energiích - vyšších než tzv. GZK energetická mez *), která pro protony činí asi 5.1019eV, srážka s fotonem reliktního záření vede dokonce k produkci pionu reakcemi p + g2,7°K ® p + po, p + g2,7°K ® n + p+ (neutron se potom b-přeměnou změní opět na proton + elektron + neutrino) **). Tyto procesy, spojené se značnou ztrátou kinetické energie (cca 2.108eV na jednu interakci), jsou tím intenzívnější, čím má částice vyšší energii, což vede k tomu, že ať byla energie částice na počátku jakkoli vysoká (třebas 1020-1022eV), po překonání vzdálenosti cca 100-200 Mpc se postupnými srážkami s reliktními fotony za vzniku p-mezonů sníží energie na hodnotu GZK-energie (»5.1019eV); pod touto mezí je účinný průřez pro tvorbu pionů již velmi malý a brzdění nabitých částic reliktním zářením je podstatně pomalejší - probíhá již jen obráceným Comptonovým rozptylem.
*) Tato energetická mez se tak nazývá podle K.Greisena, G.T.Zacepina a V.A.Kuzmina, kteří studovali interakce vysokoenergetických protonů kosmického záření s fotony a stanovili energii, nad níž jsou při této interakci účinně produkovány p-mezony reakcí p + g2,7°K ® p + po, popř. analogickou reakcí za vzniku neutronu (obr.1.6.6 vpravo).
**) Může vypadat podivně, že foton reliktního záření, což je relativně dlouhovlnné mikrovlnné záření odpovídající teplotě 2,7°K, jsme označili jako "záření gama" (
g2,7°K)! Je to však oprávněné díky efektům speciální teorie relativity. Částice kosmického záření se totiž pohybuje relativistickou rychlostí, takže fotony reliktního záření z hlediska její klidové vztažné soustavy mají natolik velký modrý dopplerovský posuv, že se pro ni stávají gama-fotony, s nimiž nastává interakce "fotojadernou" reakcí za vzniku pionu. Reakce nastává přes D+: p + g2,7°K ® D+ ® p + po (analogicky pro neutron), přičemž GZK mez je dána prahovou energií pro vznik D+ a následně pionů: je to taková energie primárního protonu, při níž v klidové soustavě protonu (či těžišťové soustavě) fotony reliktního záření dosahují tuto prahovou energii.
   Tedy velká část vysokoenergetických částic se postupně "zabrzdí o reliktní záření" - když má taková částice původní energii vyšší než asi 5.1019eV, velmi rychle o tuto vysokou energii přijde.
Pozn.: Je to na jedné straně velká škoda pro "astronomii kosmického záření", která tak přichází o zajímavé pozorovací "okno" do bouřlivých procesů ve vzdáleném vesmíru. Na druhé straně nás reliktní záření možná chrání před vysokoenergetickými částicemi ze vzdáleného vesmíru (viz též níže část "Kosmické záření a život").
   Z tohoto rozboru dále plyne, že ty částice kosmického záření, které mají energii vyšší než
»5.1019eV, musejí pocházet z oblasti bližší než »50¸100 Mpc; a toto vysvětlit je obtížné, vhodné blízké zdroje, schopné produkovat částice o tak velké energii, neznáme (pomineme-li zatím neověřené hypotetické možnosti zmíněné v bodě 3."Energetické interakce exotických částic" následujícího odstavce o vzniku kosmického záření)...

Jak kosmické záření vzniká?
Vzhledem k výše zmíněným skutečnostem o energetickém spektru a charakteru šíření je vysvětlení mechanismu vzniku kosmického záření velmi nesnadné a naráží na značné těžkosti. Potenciální zdroje kosmického záření a mechanismy jeho vzniku lze rozdělit do tří kategorií:

1. Plynulé urychlování
Jelikož při běžných interakcích částic nevznikají tak vysoce energetické částice jaké jsou pozorovány, je třeba odhalit příslušný "kosmický urychlovač". E.Fermi navrhl mechanismus určitého plynulého či difuzního urychlování při opakované interakci částic s pohybujícími se rozlehlými oblaky ionizovaného plynu (ať již v rámci galaxie, nebo plynu mezigalaktického, popř. při srážkách galaxií), za spolupůsobení magnetického a elektrického pole. Magnetické pole musí být buď velmi silné (u neutronových hvězd), nebo velmi rozlehlé (radiové laloky aktivních galaxií).

2. Katastrofické astrofyzikální procesy
Vysoké energie částic tvořících kosmické záření naznačují, že toto záření patrně nevzniká při běžných rovnovážných procesech evoluce hvězd a galaxií, ale spíše při kataklyzmatických procesech souvisejících s uvolňováním extrémního množství energie. Při těchto procesech může být generováno elektrické pole o vysokém potenciálu řádově až 10
19V. Částice jsou zde urychlovány většinou jednorázově. Zdrojem energie kosmického záření by mohly být především dva druhy takových "katastrofických" procesů:

3. Energetické interakce exotických částic
Vyskytly se i spekulace o možném vzniku vysokoenergetického kosmického záření při rozpadech dosud neznámých velmi těžkých částic s dlouhou dobou života. Občas se nějaká taková částice rozpadne (spontánně či interakcí s jinou částicí), přičemž jsou emitovány vysokoenergetické částice. Možnou existenci těchto hypotetických supertěžkých částic s klidovými hmotnostmi až 10
24eV předpovídají některé tzv. supersymetrické teorie (magnetické monopóly, doménové stěny, kosmické struny ...). Podle některých hypotéz by mohly ve vesmíru existovat i extrémně energetická neutrina (snad i reliktního původu po bouřlivých procesech při velkém třesku), která by při srážkách s ostatními (pomalými) neutriny mohla vytvářet bosony Zo slabé interakce, jejichž rozpadem by mohly vznikat i protony a elektrony o vysokých energiích až do 1021eV.
   Procesy tohoto druhu by mohly probíhat všude ve vesmíru, tedy i v blízkosti Země. Těmito zatím hypotetickými mechanismy by se pak možná daly vysvětlit pozorované částice kosmického záření o nejvyšších energiích, které vzhledem k interakcím s reliktním zářením (viz výše zmíněná GZK mez) by si nemohly zachovat tuto energii během cesty ze vzdáleného vesmíru.
   Částice o velmi vysokých energiích by mohly vznikat též v závěrečné fázi kvantové evaporace černé díry (Hawkingův efekt), při hypotetické kvantové expozi černé minidíry - viz §4.7 "
Kvantové vyzařování a termodynamika černých děr" knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu".
   Celá tato třetí kategorie možných zdrojů kosmického záření zatím nemá žádnou oporu ve výsledcích pozorovacích či experimentálních.

   Je bohužel nutno přiznat, že otázka původu kosmického záření, zvláště jeho složky s nejvyššími energiemi, dosud není definitivně objasněna (určité světlo do této problematiky by mohly vnést nové komplexní metody pozorování kosmického záření, především budované rozsáhlé zařízení AUGER - viz níže).

Kosmické X a gama záření
Vedle korpuskulárního ionizujícího záření přichází z vesmíru i ionizující záření vlnového charakteru - elektromagnetické rentgenové (X) a gama záření.
   Pomocí družicové detekce X-záření
("Rentgenové dalekohledy") bylo ve vesmíru pozorováno velké množství rentgenových zdrojů. Rentgenové záření vzniká ve vesmíru při různých procesech. Může to být synchrotronové záření vysílané relativistickými elektrony pohybujícími se v silném magnetickém poli, brzdné záření, zářivá rekombinace atomů v ionizovaném plynu. Záblesky X záření mohou vznikat při termonukleárním zapálení vodíku nashromážděného akrecí z červeného obra na bílý trpaslík v těsném dvojhvězdném systému. Velké množství X-záření vzniká při akreci látky na neutronové hvězdy a černé díry, kdy ve vnitřních částech akrečního disku se plyn zahřívá na tak vysokou teplotu, že emituje i X-záření. V důsledku turbulencí a rázových vln v akrečních discích má toto rtg záření nepravidelnou, rychle se měnící intenzitu. Určité malé množství X-záření přichází ze všech směrů ve vesmíru a označuje se jako rentgenové kosmické pozadí. Dříve se myslelo, že je to rozptýlené, difuzní, spojité záření podobného druhu jako mikrovlnné reliktní záření. Zdokonalení rozlišovací schopnosti rentgenových teleskopů však ukázalo, že se nejedná o spojité kosmické pozadí, ale o soubor miliónů samostatných individuálních zdrojů, které jsou rozprostřeny po celé obloze (a které dřívější přístroje nedokázaly od sebe odlišit). Podle názoru astronomů jsou těmito zdroji pravděpodobně aktivní jádra galaxií, v jejichž středu je supermasívní černá díra s mohutným akrečním diskem, odkud je vysíláno záření i v rentgenovém oboru spektra.
   Záření gama přichází z vesmíru (pokaždé z jiného místa) ve formě poměrně krátkých záblesků záření
g, zkratka GRB (Gamma Ray Burts), jejichž doba trvání se pohybuje od desetin sekundy, přes jednotky a desítky vteřin, někdy až po minuty. Krátké a dlouhé záblesky se od sebe liší spektroskopicky. Energie záření g se pozoruje v intervalu cca 100keV až několika MeV; je zajímavé, že krátké záblesky záření g s dobou trvání menší než cca 2sec. obsahují poměrně více vysokoenergetického záření, než záblesky dlouhé. Záblesky záření g jsou většinou doprovázeny "dosvitem", při němž se energie snižuje na X-záření, posléze pak na viditelné světlo a nakonec radiovlny.
   Původ záblesků záření
g není dosud s úplnou jistotou objasněn. Nejpravděpodobnějšími zdroji GRB by mohly být katastrofické procesy - výbuchy supernovy či hypernovy, akrece hmoty na černé díry, nebo srážky a splynutí kompaktních útvarů jako jsou neutronové hvězdy a černé díry (zde by se jednalo nejspíš o krátké záblesky g). O mechanismech těchto vysokoenergetických dějů ve vesmíru viz §4.8 "Astrofyzikální význam černých děr" v knize Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu. Vlastní záření g nevzniká přímo v oblasti černé díry nebo neutronové hvězdy, ale v obklopujícím disku ze zbylého (či vyvrženého) materiálu, v němž výtrysky s rychlostí blízkou rychlosti světla vyvolávají rázové vlny. Postupné zpomalování rázové vlny výtrysku při interakci s okolním materiálem pak může vést k emisi "dosvitu" s postupnou degradací energie od g-záření k rentgenovému, viditelnému světlu a nakonec k rádiovým vlnám. Je pravděpodobné, že pokaždé když ve vesmíru dozní intenzívní gama-záblesk, někde se zrodila černá díra.
   Vedle
g záření musí při takových procesech docházet i k emisi obrovského množství vysokoenergetických částic, tj. kosmického záření v pravém slova smyslu. Žádné záblesky korpuskulárního záření, které by následovaly s příslušným časovým zpožděním po g-záblesku, však nebyly pozorovány. Je to způsobeno tím, že dráhy nabitých částic jsou galaktickými a mezigalaktickými magnetickými poli odchylovány a rozptylovány do všech možných směrů, takže k nám buď neproniknou vůbec, nebo jejich "rozředěný" tok splyne s celkovým kosmickým pozadím.
   Možné ohrožení života na Zemi intenzívním zábleskem g-záření a následnou sprškou korpuskulárního záření z blízkého kosmického zdroje je diskutováno v pasáži "Kosmické záření a život" na konci tohoto §1.6.
   Kosmické X a g záření nepronikne atmosférou Země a musí být proto detekováno v kosmu, pomocí přístrojů umístěných na satelitech (viz níže "Detekce kosmického záření") *). I když je toto záření slabší než ostatní složky primárního kosmického záření, zvláště než protonová složka, přináší důležité informace o bouřlivých procesech ve vzdáleném vesmíru (viz též shora uvedenou zmínku o možnostech testování kvantově-gravitačních efektů "Pohybuje se vysokoenergetické g-záření pomaleji než světlo?").
*) Při interakcích tvrdého g-záření s horními vrstvami atmosféry však vznikají spršky elektronů, které se v atmosféře šíří rychlostí vyšší, než je rychlost světla v tomto prostředí. Vznikají přitom namodralé záblesky Čerenkovova záření, které mohou být snímány citlivými fotonásobiči umístěnými v ohnisku velkých zrcadlových dalekohledů. Pokud je v ohnisku parabolického zrcadla celá matice fotonásobičů, lze zobrazit místo v atmosféře, kde Čerenkovovo záření vzniklo, zrekonstruovat elektronovou spršku a příp. určit zdroj primárního záření z vesmíru; kosmické g-záření se šíří vesmírem přímočaře (na rozdíl od nabitých částic), takže rekonstrukcí směru elektronové spršky na základě Čerenkovova záření lze určit místo (směr), od něhož kosmické g-záření pochází. Od r.2004 je na Kanárském ostrově La Palma v nadmořské výšce 2200m v provozu dalekohled MAGIC (Major Atmospheric Gamma Imaging Cherenkov) o průměru segmentového zrcadla 17m, v jehož ohnisku je zobrazovací soustava 576 fotonásobičů.

Sekundární kosmické záření
Při průchodu primárního kosmického záření zemskou atmosférou dochází k řadě interakcí s částicemi vzduchu. Vznikají fotony brzdného záření, dochází k tříštivým reakcím atomových jader. Interakcí vysokoenergetických primárních protonů
p s nukleony N (v jádrech dusíku, kyslíku, uhlíku) vznikají energetické protony, neutrony, p-mezony: p + N ® p + N + p+ + p- + po + .... Vzniklé p±-mezony jsou nestabilní, rozpadají se vzápětí (s poločasem »2,5.10-8s) na miony m± a neutrina: p-® m- + n'm , p+ ® m+ + nm (neutrální po-mezony se s velmi krátkým poločasem »10-16s rozpadají na dvě kvanta gama: po ® g + g).
   Miony jsou rovněž nestabilní, avšak jejich poločas
»2.10-6s je 100-krát delší než u pionů, takže mnohé miony dopadají až na povrch země (umožňuje to efekt relativistické dilatace času - viz pasáž "Miony" §1.5 "Elementární částice"). Miony m± se rozpadají na elektrony e± a neutrina *): m- ® e- + n'e+ nm , m+ ® e+ + ne+ n'm , přičemž vzniklé elektrony a pozitrony mají kinetickou energii do 50MeV.
*) Při rozpadech pionů a mionů vznikají mionová a elektronová neutrina; označují se někdy jako "atmosférická neutrina". Celková bilance neutrin vznikajících rozpadem pionů p± a následně mionů m± vede k poměru počtu mionových a elektronových neutrin n(nm) : n(ne) = 2 : 1. Konfrontace tohoto očekávaného poměru "atmosférických" neutrin se skutečně změřeným zastoupením neutrin v experimentech Super KamiokaNDE umožnilo experimentálně prokázat tzv. oscilaci neutrin - viz §1.2, část "Radioaktivita beta", pasáž "neutrina".
   K interakcím primárního kosmického záření s atmosférou dochází nejčastěji ve výšce cca 30km. Uvolněné částice mají často stále vysoké energie, takže jsou schopny dalšího tříštění jader. Srážkami tak vznikají v kaskádách další a další částice, reakce se rozvětvuje, dokud energie sekundárních částic neklesne pod asi 80MeV, kdy již interakce nevedou ke vzniku nových částic, ale již jen k jejich absorbci. Na zemský povrch dopadne celá sprška kosmického sekundárního záření, obsahující nejčastěji elektrony e±, fotony g, miony m± a menší počet vysokoenergetických protonů a neutronů (obr.1.6.7). Z jednoho vysokoenergetického protonu primárního kosmického záření mohou vzniknout desítky tisíc až miliony částic sekundárního záření. Značná část elektronů, pozitronů a fotonů gama v malých nadmořských výškách vzniká rozpadem mionů m. Sekundární kosmické záření se někdy rozděluje na měkkou složku (e±, g s energií do 100MeV - elektron-fotonová sprška) a tvrdou složku (m±, menší množství p±, p+, s energií vyšší než 500MeV - mionová a hadronová sprška). Při povrchu Země zasahuje sprška kosmického záření často značně rozsáhlé území mnoha kilometrů čtverečních.
Pozn.: Vysoká pronikavost mionů je dána tím, že mají asi 200-krát vyšší klidovou hmotnost než elektrony a vykazují pouze elektromagnetickou a slabou interakci (na rozdíl od protonů či pionů, které mohou silně interagovat a atomovými jádry).
   Tyto rozsáhlé spršky sekundárního kosmického záření v atmosféře poprvé detekoval Pierre Auger v r.1938 v Alpách v nadmořské výšce kolem 3000m.


Obr.1.6.7. Interakcí vysokoenergetických částic primárního kosmického záření se zemskou atmosférou vznikají spršky sekundárního kosmického záření.

Kosmogenní radionuklidy
Jedním z vedlejších účinků kosmického záření je aktivace některých jader za vzniku přírodních kosmogenních radionuklidů (např.
14C, 3H) - obr.1.6.7 vpravo. Nejdůležitější je zde radiouhlík 14C, který vzniká účinkem neutronů, vyrážených kosmickým zářením z jader atomů, na dusík ve vyšších vrstvých zemské atmosféry: no + 14N7 ® 14C6 + p+. Takto vznikají asi 2 atomy 14C za sekundu na 1cm2 atmosféry. Uhlík 14C, jakožto dlouhodobý radionuklid (T1/2 = 5730roků, čistý b-, energie 158keV) neustále kontaminuje biosféru, v atmosféře oxiduje na 14CO2, vstupuje do biocyklu (fotosyntézou se z atmosféry dostává do rostlin, odtud potravou do těl živočichů) a je proto obsažen ve všech živých organismech. Ustaví se koncentrace 1 atomu 14C na cca 8.1013 atomů běžného 12C; jeden gram přírodního uhlíku ve všech živých organismech obsahuje aktivitu asi 0,25 Bq 14C. Po odumření organismu se jeho metabolický styk s atmosférou a přísun 14C přeruší, takže koncentrace radiouhlíku se začne snižovat jeho radioaktivním b-rozpadem s poločasem 5730 roků. Mění se tím i relativní zastoupení mezi uhlíkovými isotopy 14C, 13C a 12C. Na tom je založena radiouhlíková datovací metoda (zvaná též uhlíková chronometrie): 
Z poměru mezi relativním zastoupením radioaktivního istopu
14C a stabilními isotopy uhlíku ve zkoumaném historickém předmětu biologického původu (třebas dřevo, pozůstatky organismů a pod.) můžeme přibližně stanovit stáří tohoto předmětu - dobu, která uplynula od uhynutí organismů, z nichž daný předmět pocházel. Radiouhlíková datovací metoda i další metody datování v geologii (s použitím jiných dlouhodobých přírodních radionuklidů) jsou podrobněji popsány v §1.4 "Radionuklidy", část "Přírodní radionuklidy, pasáž "Radioisotopové (radiometrické) datování "
   Méně důležité je kosmogenní tritium 3H (T1/2 = 12,3 roků, čistý b-, energie jen 18keV; vzniká v množství cca 0,25 atomu/cm2/s), které v atmosféře oxiduje na "těžkou" vodu 1H3HO, která se s dešťovými srážkami dostává na zemský povrch. Ve velmi malých množstvích vznikají i některé další kosmogenní radionuklidy - např. 7,10Be, 32P, 35S, 36Cl.

Detekce a spektrometrie kosmického záření
Motivace, proč detekovat a analyzovat kosmické záření, přichází ze třech rozdílných oblastí:
¨ Astrofyzika:
Kosmické záření nám přináší užitečné informace o procesech ve vzdáleném vesmíru, často o těch nejbouřlivějších procesech při zániku hvězd gravitačním kolapsem (výbuchy supernov) či akreci hmoty na černou díru (v kvasarech).
¨ Jaderná a částicová fyzika:
V kosmickém záření se setkáváme s částicemi těch nejvyšších energií, o mnoho řádů převyšující energie, které budeme v dohledné době schopni vytvořit na pozemských urychlovačích. Interakce těchto vysokoenergetických částic mohou přinášet důležité poznatky o vnitřní stavbě částic a vlastnostech jejich interakcí. Mohou se při interakcích protonů za velmi vysokých energií objevit např. nové stavy kvark-gluonové plasmy
(které se při energiích jednotky a desítky TeV v pozemských urychlovačích nerealizují)..?..
¨ Vliv kosmického záření na přírodu a život:
Kosmické záření představuje nejvýznamější přírodní zdroj trvalého ionizujícího ozařování lidí, zvířat i ostatních živých tvorů. Sehrálo též patrně významnou roli v procesech chemického vývoje vesmíru, vzniku a evoluce života
(viz níže část "Kosmické záření a život").
   Detekce a spektrometrie jednotlivých druhů ionizujícího záření je z fyzikálního hlediska systematicky probírána v kapitole 2 "Detekce a spektrometrie ionizujícího záření". Detekce kosmického záření má však některá výrazná specifika, která je vhodnější rozebrat již na tomto místě v pojednání o kosmickém záření. Problematiku detekce kosmického záření můžeme z globálního hlediska dělit na dvě oblasti:
1. Přímá detekce primárního kosmického záření;    2. Detekce sekundárního kosmického záření.
   Podle místa, kde detekci provádíme, máme tři možnosti:
a) Pozemní detekce;    b) Atmosférická detekce;    c) Detekce ve vesmíru.
   Jednotlivé metody detekce kosmického záření níže stručně rozebereme.

Detekce primárního kosmického záření
Možnosti přímé detekce primárního kosmického záření, zvláště částic s nejvyššími energiemi, jsou pro nás značně omezené ze třech důvodů: 1. Kosmické záření interaguje již s atomy v horních vrstvách atmosféry; 2. Nízká hustota toku vysokoenergetických částic; 3. Nízký účinný průřez interakce vysokoenergetických částic s materiálem detektoru.
   Z hlediska metodiky detekce jsou pro částice primárního kosmického záření vhodné dva druhy detektorů:
× Fotografické emulze, mlžné a bublinkové komory,
uložené v magnetickém poli, zaznamenávají dráhy částic
(jsou popsány v §2.2, část "Detektory stop částic"). Zvláště fotografické emulze byly vynášeny na balonech do velkých výšek, následně vyvolávány a analýzou stop částic se získala řada důležitých informací o složení primárního kosmického záření a částečně i o energiích částic.
× Komplexní elektronické detekční systémy částic,
zahrnující polovodičové či ionizační trackery, spektrometry a kalorimetry
(viz §2.1, část "Uspořádání a konfigurace detektorů záření"). Spektrometrický systém je umístěn v magnetickém poli; ze zakřivení stop nabitých částic lze stanovit náboj a hybnosti částic. Jsou v zásadě podobné detektorům částic na velkých urychlovačích, ale musý být menší a podstatně lehčí, aby bylo možno je vynést na oběžnou dráhu. Tento požadavek však na druhé straně podstatně snižuje detekční účinnost a možnosti spektrometrie zvláště pro částice nejvyšších energií. Omezuje se tím detekovaný energetický rozsah na max. stovky GeV; takových částic je ještě relativně hodně a jsou schopny ztratit v ne příliš hmotném detektoru potřebnou část energie. Pokud je takový elektronický detekční systém umístěn na kosmickém satelitu (obr.1.6.8 vlevo), může dlouhodobě vysílat data o druhu, energii a interakcích částic kosmického záření. Pro zobrazení zdrojů rentgenového záření se používají rentgenové teleskopy (pasáž "Rentgenové dalekohledy" na konci §3.2). Pro identifikaci zdrojů tvrdého gama záření z vesmíru se používají speciální Comptonovy teleskopy (viz §4.2, pasáž "Gamakamery pro vysoké energie").
   Z hlediska místa detekce je primární kosmické záření možné detekovat dvěma způsoby:
l Detektory umístěné na balonech,
schopných vystoupat do výšky desítek kilometrů, provést tam měření a pak sestoupit zase na zemi (obr.1.6.8 vlevo). Do balónů se instalovaly většinou speciální filmové emulze, později i elektronické detektory.
l Detektory ve vesmíru na kosmických sondách (satelitech)
Oproti balonům mají detektory na kosmických sondách dvě zásadní výhody: 1. Detekují skutečně primární částice, bez ovlivňování interakcemi s atmosférou; 2. Mohou pracovat dlouhodobě. Nejvhodnější jsou zde shora zmíněné elektronické multidetektorové systémy (obr.1.6.8 vlevo), s automatickým radiovým odesíláním měřených signálů do pozemského koordinačního centra.
   
V současné době se v rusko-italském projektu připravuje kosmická sonda PAMELA (Payload for Antimatter-Matter Exploration and Light-nuclei Astrophysics) pro detekci částic a antičástic v kosmickém záření a měření jejich energií. Obsahuje magnetický částicový spektrometr (magnetická indukce 0,4T) s křemíkovým pixelovým trackerem, absorbční spektrometr ("kalorimetr") tvořený absorbčními vrstvami wolframu proloženými křemíkovými detektory sekundárního záření a též hadronový detektor tvořený héliovými ionizačními trubicemi pro detekci neutronů a protonů (v trubicích je izotop 3He, který má vysoký účinný průžez pro záchyt neutronů, zpomalených v polyetylenovém moderátoru obklopujícím trubice).
   Problematika přímé detekce primárního kosmického záření mimo Zemi je složitá, ale budoucí detekční systémy jistě přinesou zajímavé výsledky. Účinný "prostředek" k detekci kosmického záření nám však poskytuje naše pozemská příroda: takovým "detektorem" je zemská atmosféra. Interakcí s atomy atmosféry se vysoká a obtížně detekovatelná energie primární částice "rozmělní" na velký počet sekundárních částic o energiích, které lze snadněji detekovat, a to i pozemními detektory. Dále, vysokoenergetické záření (primární částice, ale hlavně sekundárních částic ve spršce) vyvolává při průchodu atmosférou světelné efekty (Čerenkovovo záření, fluorescenční záření excitovaných atomů), které lze detekovat - atmosféra může sloužit jako jakýsi obrovský "scintilační detektor" primárního kosmického záření. Díky těmto dvěma mechanismům může detekce sekundárního kosmického záření, rozebíraná v následujícím odstavci, hodně říci i o vlastnostech primárního kosmického záření - může sloužit jako nepřímá detekce primárního kosmického záření.


Obr.1.6.8. Možnosti detekce kosmického záření.
Vlevo:
Detekce kosmickými sondami a balony. Vpravo: Pozemní detekce sekundárního kosmického záření.

Detekce sekundárního kosmického záření
Jednotlivá kvanta sekundárního kosmického záření jsou běžně detekována ionizačními, scintilačními a polovodičovými detektory, tvoří součást přírodního radiačního pozadí (často nežádoucího). Pro komplexnější analýzu celých spršek sekundárního kosmického záření však nestačí jeden prostý detektor, jsou potřeba složitější detekční systémy. Lze postupovat v zásadě dvěma způsoby (podle obr.1.6.8 vpravo):

Flourescenční záření, vznikající při průchodu kosmického záření atmosférou, lze v principu detekovat i z "opačné strany" - z vesmíru, pomocí kosmických sond, jejichž citlivý detektor světelných záblesků, fotodetektor, je nasměrován do zemské atmosféry (schématicky je znázorněno na obr.1.6.8 vlevo).

Detekční systém AUGER
Pro účinnou a komplexní detekci spršek (sekundárního) kosmického záření je nyní v Argentinské stepi v provincii Mendoza budován rozsáhlý systém detektorů zvaný Pierre AUGER (podle francouzského fyzika Pierra Augera, který v r.1938 poprvé detekoval spršky kosmického záření a který též objevil elektrony vyzařované při vnitřní konverzi charakteristického X-záření v excitovaných atomech). V mezinárodní spolupráci (pod vedením J.Cronina a A.Watsona) zde bude na ploše asi 3000 km
2 rozmístěno velké množství detektorů spršek kosmického záření. Ve stádiu přípravy je severní větev projektu AUGER v Coloradu v USA. Severní a jižní větev observatoře bude umožňovat sledování téměř celé oblohy, především jádro Galaxie z jižní polokoule a extragalaktické struktury pozorovatelné spíše ze severní polokoule.
Observatoř AUGER je podstatným zdokonalením a rozšířením základního schématu podle obr.1.6.8 vpravo. Pracuje jako hybridní detekční systém: spršky kosmického záření zaznamenávají soustavy dvou rozdílných druhů detektorů (všechny tyto detektory jsou elektronicky propojeny) :
Čerenkovy detektory rychlých nabitých částic 
dopadajících na zemský povrch, tvořené nádržemi s vodou, kde záblesky z průletu částic jsou snímány fotonásobiči. Bude vytvořena pozemní síť 1600 těchto detektorů ve vzdálenostech 1,5 km. Každý obsahuje 1200 litrů vysoce čisté vody a 3 fotonásobiče.
Atmosférické fluorescenční teleskopy 
detekují záblesky fluorescenčního záření, jež vzniká při průletu částic spršky sekundárního kosmického záření zemskou atmosférou.
Nabité částice kosmického záření při svém průchodu ionizují a excitují molekuly v atmosféře (především dusíku) a ty při svém přechodu zpět do základního stavu vysílají viditelné světlo a UV záření. Tyto záblesky fluorescenčního záření, trvající řádově mikrosekundy, jsou detekovány optickými teleskopy o vysoké světelnosti a zorném úhlu 180-360° (mají tvar jakéhosi "mušího oka" z mnoha zrcadlových segmentů), vybavené fotonásobiči nebo CCD detektory. Bude rozmístěno 24 těchto detektorů, každý se sběrnou plochou 3,6x3,6 m2 a 440 fotonásobiči.
   
Observatoř Pierre Auger detekuje sekundární kosmické záření, avšak s hlavním cílem analyzovat primární kosmické záření, především to s nejvyššími energiemi. Analýza dat z řady teleskopů umístěných v různých místech systému, v korelaci s údaji z pozemních Čerenkovových detektorů, by mohla poskytnout geometrickou (stereoskopickou) a energetickou rekonstrukci spršky, což by mohlo přispět i ke kinematické rekonstrukci směru primárních vysokoenergetických kvant kosmického záření - a zjistit tak, odkud z vesmíru přicházejí.
   Přichází kosmické záření náhodně ze všech směrů, nebo jsou nějaké význačné směry odpovídající určitým konkrétním zdrojům ve vesmíru? Jak bylo uvedeno výše, dráhy kosmického záření nízkých a středních energií jsou velmi křivolaké (zakřivené magnetickými poli) a určení směru jejich zdroje je nemožné. Svůj směr jsou schopny si zachovat jen částice o velmi vysokých energiích nad 10
19eV; na ty se projekt AUGER zaměřuje především.
   Je naděje, že u signifikantního počtu vysoce energetických částic se podaří najít směr jejich příletu a ztotožnit jej se směrem k některé z pozorovaných supernov nebo ke galaxii s aktivním jádrem (kvasarem - masivní černou dírou) v jejím nitru. Taková pozorování by nás významným způsobem mohla posunout k nalezení zdrojů a vysvětlení mechanismů vzniku kosmického záření. Kosmické záření vysokých energií by se tak zároveň mohlo stát novým "pozorovacím oknem" do bouřlivých procesů ve vesmíru. Vedle optické, rádiové, infračervené, rentgenové a gama astronomie tak postupně vzniká nové odvětví částicové astronomie - astronomie kosmického záření.
   Detekce a spektrometrie skundárního kosmického záření, pocházejícího z interakce primárních protonů nejvyšších energií, může být užitečná i pro jadernou a částicovou fyziku. Může odhalit nové mechanismy vysokoenergetických interakcí protonů (za účasti kvarků a gluonů), v pozemských urychlovačích v dohledné době nedosažitelných.

Kosmické záření a život
Vedle důležitých informací, které kosmické záření nese o vlastnostech elementárních částic a o jevech ve vzdáleném vesmíru, je kosmické záření zajímavé i svým vztahem k fenoménu života - jeho biologický význam. Sehrálo pravděpodobně důležitou úlohu při vzniku a evoluci života, a to přinejmenším ve dvou směrech :

   Kosmické záření, spolu s tehdejší vysokou úrovní radiace z přírodních radionuklidů, se též postaralo o vývoj účinných reparačních mechanismů buněk vůči radiačnímu poškození (viz §5.2. Biologické účinky ionizujícího záření).
   Kosmické záření tvoří důležitou část přirozeného radiačního pozadí, kterému je vystavený život na Zemi *) od jeho vzniku dodnes. Tok částic kosmického záření činí cca 200částic/m
2 za sekundu (v malých nadmořských výškách), průměrná roční efektivní dávka z kosmického záření pro člověka je asi 0,4 mSv. Dávkový příkon z kosmického záření však závisí na nadmořské výšce - při mořské hladině činí asi 0,3 mSv/rok, v 1000 metrech nad mořem 0,45 mSv/rok, ve výšce 5km cca 2mSv/rok, v 8km je to již cca 10mSv/rok. Dále závisí i na zeměpisné šířce - vlivem působení magnetického pole Země je větší v oblasti pólů a menší na rovníku.
*)
Ochrana biosféry před vnějším ionizujícím zářením
Pro život na Zemi jsou důležité některé mechanismy, které chrání život před nepříznivými účinky ionizujícího záření. Ozón v horních vrstvách atmosféry nás chrání před ultrafialovým zářením ze Slunce. Mohutná vrstva atmosféry nepropouští rentgenové a gama záření; silně brzdí a absorbuje i vysokoenergetická kvanta. Magnetické pole Země nás chrání před částicemi "slunečního větru" (ty mají sice energie podstatně menší, než "pravé" kosmické záření, ale vysokou intenzitu - mohly by m.j. destruovat ozónovou vrstvu). Mikrovlnné reliktní záření ve vesmíru možná chrání život před vysokoenergetickými částicemi primárního kosmického záření, které přicházejí ze vzdáleného vesmíru (tato ochrana reliktním zářením by měla větší význam jen tehdy, kdyby kosmické záření nejvyšších energií nad 10
19eV bylo dostatečně frekventní - což se nepředpokládá...).

Smrtící kosmické záření?
Zatím jsme se zabývali hlavně "pokojným" kosmickým zářením, které přichází z vesmíru s téměř neměnnou průměrnou intenzitou po miliony let. V pasáži o kosmickém X a gama záření jsme se však již zmínili o intenzívních záblescích záření
g, které pozorujeme přicházet z vesmíru (naštěstí vzdáleného). Tyto záblesky, jakož i další astronomická pozorování a teoretické analýzy (viz kapitolu 4 "Černé díry" v knize "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu"), ukazují, že ve vesmíru probíhají i velmi bouřlivé a katastrofické procesy, při nichž se náhle uvolňuje obrovské množství zářivé energie. Jedná se o výbuchy supernov, gravitační kolaps a vznik černých děr, srážky či splynutí neutronových hvězd a černých děr. Tyto procesy jsou prostřednictvím svých mohutných zářivých projevů astronomicky pozorované zatím jen ve vzdáleném vesmíru, což na jedné straně ztěžuje jejich analýzu a správné pochopení, na druhé straně však obrovské zeslabení intenzity záření velkou vzdáleností a rozptylujícím působením mezigalaktických a galaktických magnetických polí na nabité částice chrání nás zde na Zemi před nebezpečnými účinky tvrdého záření.
   Co by se však stalo, kdyby k podobnému energetickému procesu došlo v naší Galaxii u některé z relativně blízkých hvězd (ve vzdálenosti několika desítek či stovek světelných let)? Nesmírné množství zářivé energie, které by Zemi zasáhlo, by patrně představovalo obrovskou přírodní katastrofu, která by mohla vážně ohrozit samotnou existenci života zde na Zemi! Nejdříve by nás zasáhl krátce trvající, ale mohutný záblesk záření
g, které by svými ionizačními účinky rozložilo značnou část molekul v horních vrstvách zemské atmosféry; při následných chemických reakcích by vzniklo velké množství oxidů dusíku, který by svými absorbčními vlastnostmi světla vedl ke ztemnění oblohy na straně přivrácené k záblesku. Kromě toho by došlo k destrukci ozónové vrstvy. Již tyto atmosférické účinky by měly velmi vážné ekologické důsledky pro rostliny, zvířata i celkové klima na Zemi.
   Za zábleskem záření gama by však za několik dní k Zemi dorazil ještě ničivější mohutný proud korpuskulárního kosmického záření, před nímž by nás vzhledem k relativně krátké dráze jeho pohybu vesmírem nestačilo slabé galaktické magnetické pole ochránit; ten by trval desítky dní. Každá takováto částice o energii řádově GeV by kaskádou interakcí s atomy v atmosféře vyvolala spršku energetického sekundárního záření, obsahujícího m.j. i miony. Toto záření by proniklo na zemský povrch a dokonce i hluboko pod hladinu vody a pod zemský povrch. Radiační dávka by mnohonásobně převýšila smrtelnou dávku pro lidi i pro ostatní vyšší organismy; přežít by mohly jen radiačně vysoce odolné druhy. Částice vysokých energií by dále způsobovaly jaderné reakce v atmosféře i na zemském povrchu, přičemž by vznikala i radioaktivní jádra, z nichž mnohá by měla poločasy rozpadu řadu let (např. tritium), některá i miliony let. Zemský povrch a povrchové i spodní vody by po dlouhou dobu zůstaly radioaktivně zamořené a dlouhodobě neobyvatelné.
   Není vyloučeno, že takováto "vesmírná radiační katastrofa" ve vzdálené minulosti již Zemi postihla a mohla způsobit náhlá vyhynutí druhů *), či naopak urychlený vývoj nových druhů zvýšenými mutacemi. Některé odhady počtu masívních hvězd na konci své evoluce (které pak vybuchnou jako supernovy) a výskytu těsných dvojic neutronových hvězd (které se budou k sobě postupně přibližovat v důsledku ztrát orbitální energie vyzařováním gravitačních vln, až nakonec splynou za vyzáření mohutného záblesku) ukazují, že k takovým katastrofickým událostem v blízkém okolí cca stovek světelných let kolem Sluneční soustavy by mohlo docházet zhruba jednou za 100 miliónů let. Tento odhad pozoruhodně koresponduje se středním časem (opět však jen odhadnutým) mezi největšími paleontologickými změnami v rané prehistorii Země.
*) Příčin hromadného vymizení živočišných druhů během evoluce života na Zemi však mohlo být více a některé z nich se považují za ještě pravděpodobnější či častější - srážky Země s asteroidy, tektonické pohyby zemské kůry, erupce vulkánů. Totéž se týká možného ohrožení života na Zemi v budoucnosti - i zde je ničivý záblesk kosmického záření potenciálním rizikem až ve vzdálené budoucnosti.
   Relativně brzký výbuch supernovy, v časovém horizontu řádu milionů let, lze očekávat u velmi hmotných hvězd pozorovaných ve fázi tzv. rudého obra. Takové "staré" hvězdy, na konci svého života, již ve svém nitru spálily všechen vodík, jejich obálka se silně "nafoukla" a ochladla ("rudý obr") a ve smršťujícím se jádře dochází k termonukleárnímu "spalování" hélia a dalších těžších prvků (o vývoji hvězd viz "Černé díry"). Toto energeticky méně "vydatné" palivo stačí již jen na několik miliónů let. Jakmile se všechno spálí, dojde k rychlému zhroucení hvězdy do neutronové hvězdy nebo černé díry, za obrovského výbuchu supernovy typu II (jednou z takových "ohrožených" relativně blízkých velmi hmotných hvězd je rudý veleobr Betelgeuse v souhvězdí Orionu, hmotnosti kolem 20 Sluncí, vzdálený od Země asi 1000 světelných let; výbuch supernovy se zde dá očekávat do cca 1 milionu let...). Největší množství záření se emituje ve směru rotační osy supernovy; potenciálně nejnebezpečnější jsou ty blízké supernovy, které jsou k nám obráceny některým ze svých "pólů".
Jak se chránit před smtícím kosmickým zářením? 
Přesto však vzniká otázka, jak bychom se před tímto nebezpečím mohli chránit? Na rozdíl od dopadu asteroidu, kde rozvoj pozorovacích metod a raketové techniky v blízké budoucnosti snad umožní odvrátit takové "lokální příhodičky", nebude patrně nikdy v našich silách zabránit tak mohutným procesům jako je výbuch supernovy nebo srážka neutronových hvězd, a to desítky či stovky světelných let daleko. Jedinou možností záchrany života na Zemi by bylo odstínění svazku kosmického záření. Odstínění terénními překážkami na Zemi (pohoří, kaňony, opačná polokoule v případě výbuchu ve směru severního či jižního pólu) by nebylo dlouhodobě příliš účinné vzhledem k rozšíření již zmíněné radioaktivity atmosférickým prouděním. Vhodným řešením by bylo jedině odstínění celé Země pomocí dostatečně tlustého stínícího štítu (tloušťky min. stovky metrů) umístěného na vhodné oběžné dráze v kosmickém prostoru nad zemí, ve směru předpokládaného zdroje záření. Takovýto stínící štít by se dal možná sestavit právě z asteroidů, které nás jinak lokálně ohrožují. V současné době patří takový projekt spíše do oblasti sci-fi. Avšak na rozdíl od asteroidů, které se mohou v cestě oběžné dráhy Země objevit náhle, je výbuch supernovy či srážka neutronových hvězd procesem, který se "chystá" a je předvídatelný několik miliónů let dopředu. Pro pokročilou civilizaci budoucnosti, která bude mít jistě podrobně "zmapovány" všechny potenciálně nebezpečné objekty v okolních částech naší galaxie, by to mohl být technicky i časově schůdný úkol. Další možností by bylo přesídlení lidstva do jiné části vesmíru, stovky či tisíce světelných let daleko - ale to jsme již zcela v oblasti sci-fi....
   Krátké zamyšlení nad globálními perspektivami života ve vesmíru je v pasáži "Astrofyzika a kosmologie: - lidská beznaděj?" §5.6 "Budoucnost vesmíru. Šipka času." monografie "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu".

1.5.Elementární částice   3. Detekce záření

Zpět: Jaderná fyzika a fyzika ionizujícího záření
Jaderná a radiační fyzika Detekce a spektrometrie záření Aplikace záření
S c i n t i g r a f i e Počítačové vyhodnocování scintigrafie Radiační ochrana
Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu   |  Antropický princip aneb kosmický Bůh
AstroNuklFyzika ® Jaderná fyzika - Astrofyzika - Kosmologie - Filosofie

Vojtěch Ullmann