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
Pod zářením (radiací) obecně rozumíme procesy, při nichž dochází k přenosu energie prostorem "na dálku" prostřednictvím fyzikálních polí nebo mikročástic. Tento přenos energie může být uskutečňován dvěma druhy mechanismů:

• Časově proměnné pole,
  které se šíří prostorem ve formě vln *), jež se odpoutávají od zdroje a přenášejí do prostoru část energie z tohoto zdroje. Příkladem jsou elektromagnetické vlny či zatím hypotetické vlny gravitační. Hovoříme o záření vlnovém.
  *) Z fyzikálního hlediska je to primárně způsobeno tím, že rozruch ve fyzikálním poli (elektromagnetickém či gravitačním) se šíří konečnou rychlostí, takže pole samotné má energii (a hybnost). Dále, rovnice těchto polí mají vlnové řešení (fyzikálně-matematické podrobnosti viz "Maxwellovy rovnice").
• Pohybující se částice,
  které jsou emitovány zdrojem, velkou rychlostí letí prostorem a přenášejí tak kinetickou energii (a též hybnost, popř. i elektrický náboj) ze zdroje do okolního prostoru. Příkladem je záření b (proud rychle letících elektronů) nebo a (proud héliových jader). Jedná se o záření korpuskulární.

Záření se může šířit buď:

• Ve vakuu
  - volné šíření vln a volný pohyb částic podle zákona setrvačnosti; nebo
• V látkovém prostředí,
  kde část záření může projít původním směrem, avšak větší či menší část záření bývá rozptýlena a absorbována (s příp. následnou re-emisí části záření). Míra rozptylu a absorbce je většinou energeticky závislá, v důsledku čehož při průchodu záření látkou dochází nejen k zeslabení záření, ale často i ke změně jeho spektrálního rozložení.

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 nesená zářením, prostřednictvím účinků záření na látku, pak může být využívána v řadě tzv. radiačních technologií; v medicínské oblasti aplikace záření pomáhá léčit některá onemocnění, především nádorová (§3.6 "Radioterapie").

Ionizující záření
Při studiu radioaktivních jevů 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 a záření X je důležitou vlastností, rozhodující o účincích záření na hmotu - jedná se o záření ionizující:

Pro běžné druhy záření fotonového (X a g), elektronového (b^-) a a se 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 u záření b⁺, kde i velmi pomalé pozitrony anihilují s elektrony za vzniku tvrdého ionizujícího záření g.

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 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:

• Záření přímo ionizující - je to záření, jehož kvanta nesou elektrický náboj a proto přímo vyrážejí či vytrhávají Coulombickými elektrickými silami elektrony z atomů. Patří sem záření a, b^- a b⁺, protonové záření p⁺ atd.
• Záření nepřímo ionizující - jeho kvanta nejsou elektricky nabita; svou kinetickou energii předávají v látce nejprve nabitým částicím (většinou elektronům) a ty teprve přímými účinky na atomy látku ionizují. Do této skupiny patří především fotonové záření rentgenové a g, dále též záření neutronové.

Z hlediska fyzikálních, chemických a zvláště biologických účinků ionizujícího záření na ozařovanou látku se záření někdy ještě dělí podle hustoty ionizace, kterou v látce při svém průchodu vyvolává:
¨ Záření řídce ionizující - záření X, gama, beta.
¨ Záření hustě ionizující - záření alfa, neutronové záření, protonové záření.
   Pro účely radiobiologie a radiační ochrany (kapitola 5 "Bilogické 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 m_o je hmotnost částice měřená v inerciální vztažné soustavě v níž je částice v klidu.

• Záření vlnové - m_o = 0 : kvanta tohoto záření nemají klidovou hmotnost, jsou to kvanta vlnění, pohybující se rychlostí světla; pokud je zabrzdíme, odevzdají veškerou svou energii a zaniknou. V jaderné fyzice do této skupiny patří pouze elektromagnetické záření jehož kvanta jsou fotony, v obecné teorii relativity a kvantové gravitaci pak ještě gravitační vlny (o gravitačních vlnách pojednává např. §2.7 "Gravitační vlny" v knize "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu"), jejichž kvanta jsou gravitony (gravitační vlny jsou zatím prokázány jen nepřímo, na experimentální prokázání gravitonů není naděje v dohledné budoucnosti).
• Záření korpuskulární - m_o > 0 : kvanta tohoto záření mají nenulovou klidovou hmotnost, jedná se o proud hmotných částic pohybujících se rychlostí menší než rychlost světla, které si zachovávají svou existenci i po zastavení pohybu. Patří sem záření a, b^-, b⁺, protonové záření p⁺, neutronové záření n^o, neutrinové záření n a řada dalších druhů záření vznikajícího při vysokoenergetických srážkách elementárních částic (m-mezonové a p-mezonové záření, ...).

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. Podle principu a mechanismu vzniku záření můžeme zářiče rozdělovat na:

• Elektronické zdroje záření,
  v nichž ionizující záření vzniká v důsledku elektromagnetického urychlování nabitých částic. Jsou to především rentgenové trubice produkující brzdné X-záření (§3.2 "Rentgenová diagnostika") a urychlovače částic (viz část "Urychlovače nabitých částic" v §1.5). U urychlovačů se jedná buď o primární záření, tj. svazky urychlovaných částic, nebo o sekundární záření, vznikající interakcí primárního svazku s terčíkem či ve vstřícných srážkách částic. Speciální kategorií je elektromagnetické synchrotronové záření generované v urychlovačích elektronů a neutronové záření vytvářené v neutronových generátorech. V poslední době se vyvíjejí i laserové zdroje, v nichž je emise X-záření, g-záření a částic generována vysokou koncentrací energie z krátkých a velmi intenzívních laserových pulzů, dopadajících na vhodný terčík.
  Pozn.: I vakuová televizní či počítačová obrazovka je slabým zdrojem měkkého X-záření.
• Radioaktivní zářiče,
  v nichž ionizující záření (a, b či g, popř. záření neutronové) vzniká při radioaktivních přeměnách jader - viz §1.2 "Radioaktivita". Radioaktivní zářiče se využívají např. v radioterapii (cesiové či kobaltové ozařovače, brachyterapeutické zářiče), v nukleární medicíně (radiofarmaka pro diagnostiku i terapii), v řadě průmyslových aplikací (viz kap.3 "Aplikace ionizujícího záření"). Všechny uvedené druhy záření (a navíc i záření protonové) vznikají i při jaderných reakcích, štěpení a slučování jader. Zvláště mohutnými zdroji záření jsou jaderné reaktory.
• Záření vesmírného původu,
  které vzniká při bouřlivých a vysoce energetických procesech ve vesmíru - termonukleární reakce v nitru hvězd, výbuchy supernov, procesy v okolí černých děr, rázové vlny v ionizovaném plynu a pod. - viz níže pasáž "Kosmické záření".

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

• Uzavřené zářiče,
  v nichž je vlastní zářivá látka hermeticky zapouzdřena v neradioaktivním obalu tak, že za normálních okolností používání zdroje nemůže radioaktivní látka uniknout do okolního prostředí - nemůže dojít ke kontaminaci.
  Elektronické zdroje záření z tohoto hlediska automaticky spadají do kategorie uzavřených zářičů. Složitější situace je u vysokoenergetických urychlovačů a elektronických neutronových generátorů (§1.5, část "Urychlovače nabitých částic"), kde částice o vysoké kinetické energii nebo neutrony mohou vyvolávat jaderné reakce a aktivovat předměty ve svém okolí - mohou indukovaně vznikat otevřené zářiče.
• Otevřené zářiče,
  kde vlastní zářící radioaktivní látka - preparát - je volně přístupná k manipulacím (k porcování, pipetaci a pod.). Jsou to především radioaktivní roztoky, prášky, popř. plyny.
  Při těchto manipulacích s otevřenými zářiči existuje možnost nežádoucího uvolnění radioaktivních látek do okolního prostředí - riziko radioaktivní kontaminace osob a pracovního či životního prostředí.

Podle svého geometrického tvaru mohou být zdroje záření:
¨ Bodové - jejichž velikost je mnohem menší než vzdálenost, v níž vyšetřujeme emitované záření
¨ 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 ploše, většinou tvaru obdélníku nebo kruhu
¨ Objemové (prostorové) - radioaktivní látka je rozložena v materiálu, 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".

Pole a svazek záření, intenzita záření
Kvanta záření, šířící se v 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 kvantifikuje v zásadě dvojím způsobem:

• Fluence částic
  (tok částic, resp. hustota toku částic) je definována jako počet kvant záření procházejících za 1 sekundu jednotkovou plochou postavenou v daném místě kolmo ke směru šíření kvant. Vyjadřuje se jako (počet částic)/m².
  Pozn.: Toto zjednodušené znění platí pro široký rovnoběžný svazek záření. V obecném případě záření šířícího se různými směry je tok částic definován jako počet kvant procházejících za 1 sec. koulí s jednotkovým plošným obsahem hlavního řezu se středem v daném bodě. Tato definice je nezávislá na směru záření, zahrnuje všechny směry.
• Fluence energie
  (tok energie, resp. hustota toku energie) je definována analogicky, avšak místo počtu kvant se bere jejich energie. Jednotkou je W/m².

*) 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 úkel 4p) získáme sférickou distribuci I(E) = ₀ň^2p₀ň^2p I(E,r,J,j)dJdj, vyjadřující celkový tok částic (popř. tok energie), procházejících za sekundu koulí s jednotkovým hlavním řezem libovolným směrem - fluenci.
   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).
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 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 paprku, 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 záření při průchodu hmotou
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:

• Silné interakce
  mohou vyvolávat jednak rozptyl způsobený jadernými silami, jednak jaderné reakce, při vysokých energiích pak i interakce elementárních částic za vzniku nových částic a antičástic, jako jsou elektrony a pozitrony, p a K mezony, hyperony a jejich kombinace.
• Slabé interakce
  se při průchodu běžných druhů ionizujícího záření látkou projevují jen zcela vyjímečně a okrajově. Svůj význam mají u záření neutronového (vzhledem k jejich radioaktivitě beta), neutrinového (interakce neutrin s nukleony - viz popis neutrinových experimentů v §1.2) a vysokoenergetického záření kosmického či z urychlovačů, kde vznikají mezony p a K, hyperony a další částice rozpadající se v důsledku slabé interakce.
• Elektromagnetické interakce
  u nabitých částic způsobují Coulombovský rozptyl, pochody ionizace a excitace atomů i jader, radiační procesy jako je brzdné záření a Čerenkovovo záření. Pro kvanta záření gama způsobují elektromagnetické interakce fotoefekt, Comptonův rozptyl, tvorbu elektron-pozitronoých párů a jejich anihilaci, fotojaderné reakce. Pro všechny tyto typy procesů je charakteristické, že interakcí elektrických nábojů s elektromagnetickým polem, v němž se náboje nacházejí, vznikají kvanta záření - fotony, podle své energie a původu většinou fotony rentgenového nebo gama-záření. Elektromagnetické interakce jsou nejčastějšími a nejdůležitějšími procesy při průchodu většiny druhů záření v praxi. Využívají se též nejčastěji při detekci ionizujícího záření.

   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, o chemických účincích ionizačního záření na látky a především na živou tkáň pak v kap.5.
*) 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 R_max. 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).

Tepelné 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.

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 r_geom, či jejich "geometrickým průřezem" s_geom = p.r²_geom. Pro "účinně interagující" částice je s > s_geom, pro slabě interagující částice je s < s_geom. 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 m², 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^+,-+n_m, p^o®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).

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, 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/v². Velikost ztráty energie na jednotku dráhy částice - lineární přenos energie LET *) - je přímo úměrný elektronové hustotě látky ( ta je daná hustotou r a atomovým čáslem 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 částice. Na obr.1.6.1 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 - při delším čase působení Coulombovské interakce 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 je částice neutralizována záchytem elektronů a další ionizace již nepokračuje. 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 alfa a protonu. 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 mohou působit elektrické a jaderné síly, čímž se mění směr pohybu částic - dochází k jejich rozptylu. 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:

• Pružný rozptyl
  Pokud se při rozptylu kinetická energie nemění v jiný druh energie, jedná se o pružný rozptyl. Pružný rozptyl nastává především při nižších energiích, pod prahem složitějších procesů jako je excitace, ionizace, tvorba dalších částic. Při pružném rozptylu je splněn zákon zachování energie a hybnosti nalétající částice a rozptylujícího centra (atomu či jádra). Částice pokračuje v pohybu obecně odlišným směrem a s nižší energií a hybností, jejíž část byla předána rozptylujícímu tělesu.
  Nejjednodušším případem rozptylu nabité částice na jediném rozptylovém centru - jádru - se zabýval E.Rutheford v r.1911 při svých proslulých experimentech s rozptylem a-částic (viz obr.1.1.4 v §1.1. "Atomy a atomová jádra", pasáž "Stavba atomu"), při nichž bylo objeveno atomové jádro. V tomto jednoduchém případě působí elektrická síla podle Coulombova zákona a jedná se o pohyb v centrálně-symetrickém poli, pro nějž platí Keplerovy zákony podobně jako pro pohyb planet ve Sluneční soustavě (viz např. §1.2 "Newtonův gravitační zákon", vztahy (1.1)-(1.18c) v knize "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu") s tím rozdílem, že v případě stejnojmenných nábojů se jedná o sílu odpudivou a dráha částice je hyperbola. Na základě těchto zákonitostí odvodil Rutheford svůj známý vztah pro úhlové rozdělení rozptýlených částic.........
• Nepružný rozptyl
  Dochází-li k přeměnám kinetické energie částice na jiné druhy energie při jiných procesech než mechanickém pohybu (např. k emisi kvant záření, změnám vnitřní struktury - excitace, deexcitace), jedná se o nepružný rozptyl. Nepružný rozptyl nastává při energiích vyšších než excitační či ionizační energie atomů nebo atomových jader a je doprovázen excitací nebo ionizací atomů (příklad pro beta-záření je na obr.1.6.1 vlevo nahoře), popř. excitací jádra. Při vysokých energiích (desítky a stovky MeV) může být doprovázen jadernými reakcemi - viz §1.3 "Jaderné reakce", při nejvyšších energiích i vznikem nových částic a antičástic (mionů, mezonů p a K, baryonů) - §1.5 "Elementární částice". Z radiačního hlediska je důležité, že při procesech nepružného rozptylu primárního záření vzniká sekundární ionizující záření.

   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 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 E_e (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 = E_e[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.
  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 tepelné ztráty v terčíkové látce jsou 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 těeně 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.3.2.1 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 E_e, je přibližně dán vztahem J = m_0e.c²/E_e (= 0,511/E_e pro energii v MeV). Při nízkých energiích je brzdné záření vyzařováno prakticky izotropně do všech směrů od místa interakce. Se vzrůstající energií E_e 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.
   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").
Synchrotronové záření 
Zvláštním druhem brzdného záření je tzv. synchrotronové záření *). Vzniká při pohybu nabitých částic v magnetickém poli, kde na tyto částice působí Lorentzova síla zakřivující jejich dráhy. 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 především 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 synchrotronové vyzařování milionkrát menší.
*) Název pochází z toho, že toto záření bylo poprve pozorováno v r.1947 na velkém urychlovači - 70MeV synchrotronu.
   Synchrotronové záření se uplatňuje i v řadě procesů ve vesmíru, 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 chrakteristické 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 brzdného záření, charakteristického X-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. 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. Je-li rychlost pohybu nabité částice v prostředí větší než fázová rychlost světla, mohou se světelné vlny, vznikající v různých místech dráhy, dostat do fáze a ve vhodném úhlu J může dojít ke "konstruktivní" interferenci a vzniku pozorovatelného záření.
   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).
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 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 v_min=c'=c/n. Z relativistického vztahu pro kinetickou energii (E_kin= m_oc²/Ö(1 - v²/c²) - m_oc² - 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 v_min odpovídající (kinetická) prahová energie nabité částice pro vznik Čerenkovova záření při průletu látkovým prostředím s indexem lomu n je: E_min = m_oc²[1/Ö(1-1/n²) - 1]. Pro tento případ prahové rychlosti je cosJ_min=1, tj. J_min=0 - vyzařování jde ve směru pohybu částice. Při nižší rychlosti či energii k vyzařování nedochází. Pro ultrarelativistické částice pohybující se maximální možnou rychlostí v_max=c je maximální úhel vyzařování cosJ_max=1/n. Ve vodě s indexem lomu n=1,33 činí prahová rychlost pro vznik Čerenkovova záření v_min=0,75c, což pro elektron odpovídá prahové kinetické energii E_min=0,26MeV; ultrarelativistický elektron prolétající vodou (cosJ_max=0,75) bude pak Čerenkovovsky vyzařovat pod úhlem J_max=41,5°. Prahové energie některých částic pro vznik Čerenkovova záření v plexiskle, vodě a vzduchu (za normálního atmosférického tlaku) jsou uvedeny v následující tabulce:

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
            d²W = (q²e/4p).w.[1 - 1/b²n²] dl dw .
Celkové množství energie*) dW vyzářené částicí na jednotku dl dráhy je pak po integraci dáno vztahem
            dW/dl = (q²/4p) ň (1 - 1/b²n²) 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 fotonů dN s energií h.f=h.w na jednotku dráhy dl je
            dN/dl = (dW/dl).(l/hc) = (4p²q²/h.c).ň (1 - 1/b²n²)/l² dl,
kde výraz za integrálem vyjadřuje spektrum Čerenkovova záření. Plyne odtud, že spektrum je stejné pro všechny částice se stejným nábojem q, spektrum je spojité a počet fotonů klesá s druhou mocninou vlnové délky l. A intenzita Čerenkovova záření roste s indexem lomu n látkového prostředí.
*) 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 zcela 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").

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 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 e_o do prostředí s permitivitou e>e_o. 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 [nabitá částice q « elektrony na povrchu kovu q´], která efektivně tvoří elektrický dipól. A podle Maxwellovy elektrodynamiky časová změna dipólového momentu vede k vyzařování elektromagnetických vln - přechodového záření, obr.1.6.2 vpravo dole. Toto záření je možno pozorovat jako slabé modravé světlo (je polarizované) u anody vysokonapěťových vakuových trubic, např. u anody rentgenky.

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⁺,2n^o), 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.
..........jaderné reakce, tvorba neutronů ..........-doplnit
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 n^o). S tímto zářením se v pozemské přírodě nesetkáváme, avšak ve vyšších vrstvách atmosféry a ve vesmíru je vysokoenergetické protonové záření hlavní složkou kosmického záření (viz níže "Kosmické záření"). Protonové a deuteronové záření umělého původu se vytváří v urychlovačích (§1.5, část "Urychlovače nabitých částic").
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.
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.

Interakce záření beta^-
Vnikne-li do látky částice b^-, což je záporně nabitý elektron e^-, 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) R_s 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 R_s. Pro záření b je proto výstižnější hodnota maximálního doletu R_max. 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.
   Při průchodu b-záření látkou vzniká, jak již bylo výše obecně uvedeno, sekundární záření: elektromagnetické brzdné X-záření se spojitým spektrem, charakteristické X-záření s čárovým spektrem daným druhem látky; při průletu vysokoenergetického b-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 podobně jako b^- při svém průletu kolem atomů Coulombovskými 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, rovněž v hloubce cca 1-4mm v látce hustoty vody, proces brzdění a termalizace je podobný jako u b^-. 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° *).
*) 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 m_0e.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. Nebo může dojít k excitaci atomového jádra.
*) Obě tato záření mají stejnou fyzikální povahu (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?").

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

• Bez interakce - kvantum záření může volně proletět mezi atomy látky. K tomu často dochází zvláště u tvrdého záření při průchodu lehkými materiály
• Rayleighův koherentní rozptyl záření na elektronech vázaných v atomovém obalu, při němž se přenáší pouze hybnost, nikoli energie (lehký foton se odráží od celého atomu, jehož hmotnost je mnohonásobně větší)
• Thomsonův rozptyl na volných elektronech
• Excitace elektronů na vnějších slupkách atomů, načež se při deexcitaci vyzařuje viditelné nebo infračervené záření

   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.

• Fotoefekt
  Foton záření g se "srazí" s elektronem e^- vázaným v atomovém obalu, předá mu veškerou svou energii a zanikne (obr.1.6.3 vlevo). Energie fotonu při tomto absorbčním ději se spotřebuje na uvolnění elektronu z atomového obalu a na kinetickou energii vyraženého fotoelektronu. Elektron který získal tuto energii se uvolní z vazby v atomu a vyletí s kinetickou energií E_e = E_g - E_v, danou rozdílem energie záření E_g a vazbové energie E_v elektronu v atomu. Další chování tohoto fotoelektronu e^- je stejné jako u záření b: bude se "cik-cak" pohybovat a odrážet mezi atomy, ionizovat je až se nakonec zabrzdí (a příp. zrekombinuje s některým atomem). Na místo "uprázdněné" po elektronu, který vyletěl fotoefektem, okamžitě přeskočí z vyšší slupky v atomovém obalu elektron, přičemž energetický rozdíl vazbové energie na vyšší a nižší slupce se vyzáří ve formě kvanta (fotonu) elektromagnetického záření - vyzáří se charakteristické rentgenové záření (pokud je to slupka K, jedná se o čáry K_a,b o energiích cca 20-80keV u těžších prvků, pro slupku L jsou to čáry L_a,b o podstatně nižších energiích). Při tomto pochodu však nemusí dojít k vyzáření charakteristického elektromagnetického záření, ale jako alternativní jev může nastat předání energie některému elektronu na vyšší slupce, který se pak uvolní a vyzáří jako tzv. Augerův elektron. Tento jev bývá někdy vykládán jako proces vnitřní konverze Rentgenova záření, i když podobně jako u vnitřní konverze záření g jde o alternativní jev, při němž se energie předává elektromagnetickou interakcí přímo, bez faktického vyzáření fotonu - viz obr.1.2.7 v §1.2 "Radioaktivita", pasáž "Vnitřní konverze záření gama".
     Pro účinný průřez s_K fotoefektu záření g o vlnové délce l na K slupce atomu s protonovým číslem Z platí přibližná závislost s_K ~ Z⁵.l^7/2 ~ Z⁵/E_g³ (platí za předpokladu, že energie E_g je vyšší než vazbová energie elektronu na této slupce). Pravděpodobnost fotoefektu je tedy úměrná 5.mocnině protonového čísla ozařovaných atomů a nepřímo úměrná 3.mocnině energie fotonů g či X. A pro látku celkově tato pravděpodobnost roste s hustotou terčových atomů, tj. s hustotou látky r. Fotoefekt proto nastává nejčastěji u záření g s nižšími energiemi a v látkách s velkým protonovým číslem Z. Nejvyšší účinný průřez pro fotoefekt je tehdy, když záření g má energii jen o málo vyšší než je vazbová energie elektronů E_K na slupce K či E_L na slupce L v atomech dané látky (rezonanční jev - viz zářez na grafu na obr.1.6.4). Při energiích g nad 1-2MeV je pravděpodobnost fotoefektu již minimální.
• Comptonův rozptyl
  Pokud se foton záření g "srazí" s elektronem buďto volným, nebo jen slabě vázaným (energie fotonu musí být podstatně větší než vazbová energie elektronu v atomu), předá mu jen část své energie, pružně se "odrazí" od tohoto elektronu a bude pokračovat ve svém pohybu ve změněném směru a s nižší energií - obr.1.6.3 uprostřed. Kinematickou analýzou srážky fotonu s volným elektronem, při níž platí zákony zachování energie a hybnosti, lze pro energii E_{g '} kvanta g' rozptýleného o úhel J vzhledem ke směru primárního dopadajícího fotonu g s energií E_g odvodit Comptonův vzorec:
                    E_{g '} = E_g /[1 + (E_g /m_oec²).(1 - cos J)] ,
  kde m_oe je klidová hmotnost elektronu. Energie rozptýleného fotonu je tedy závislá na úhlu rozptylu - čím větší úhel rozptylu, tím více energie foton ztratí (a tím více jí získá odražený elektron). Pro zpětný rozptyl (tj. J=180°, cos J =-1) je E_{g '} = E_g /[1 + (E_g /0,256)] - v MeV.
     Elektron se touto "srážkou" urychlí na příslušnou kinetickou energii E_g- E_{g '} a bude ionizovat podobně jako každé jiné záření beta.
     Pravděpodobnost Comptonova rozptylu roste s hustotou terčových elektronů v látce, tedy s hmotnostní hustotou látky r a protonovým číslem Z; klesá s rostoucí energií fotonů. Comptonův rozptyl se relativně nejvíc uplatňuje u záření g středních a vyšších energií a v látkách s nízkým protonovým číslem Z (voda, tkáň).
  Pozn.: Comptonův rozptyl v zásadě může probíhat i na atomových jádrech; má však velmi nízký účinný průřez a vzhledem k velké hmotnosti jader je změna energie odraženého kvanta g též relativně velmi malá. Tento jev se v praxi neuplatňuje, projevuje se jen v korekcích materiálových parametrů, charakterizujících průchod záření g látkami.
     Comptonův rozptyl se může několikrát opakovat, až foton buď opustí látku, nebo ztratí tolik energie, že zaniká fotoefektem na některé z elektronových hladin atomů.
• Tvorba elektron-pozitronových párů
  Pokud do látky vletí foton záření g o dostatečně vysoké energii (větší než 2.m_eoc² = 1,022MeV - součet klidové energie elektronu a pozitronu, které jsou stejné), pak při svém průletu kolem atomového jádra se elektromagnetickou interakcí se silným Coulombovým polem jádra může foton g přeměnit na dvojici částic elektron+pozitron: g ® e^- + e⁺. Z této dvojice zůstává (po ionizačním zabrzdění stejným mechanismem jako b^-) v látce jako trvalá částice jen elektron. Pozitron po zabrzdění anihiluje s některým z dalších elektronů za vzniku dvou fotonů záření g o energii 511keV, jak již bylo výše popsáno u záření b⁺.
     Samovolná přeměna fotonu záření g při jeho pohybu ve vakuu na elektron-pozitronový pár není možná z původu zákona zachování hybnosti: součet hybností vzniklého elektronu a pozitronu je menší než hybnost dodaná fotonem. Proto je třeba třetí částice, která by přebytek hybnosti přijala; částicí, která přebírá tento přebytek v bilanci hybnosti elektron-pozitronového páru je atomové jádro.
     Přeměna fotonu na elektron-pozitronový pár probíhá v bezprostřední blízkosti atomového jádra pod vlivem jeho elektrického pole, takže čím větší bude mít jádro náboj, tím bude větší pravděpodobnost vzniku elektron-pozitronového páru. Podrobnější výpočty ukazují, že účinný průřez tvorby elektron-pozitronových párů je úměrný Z² - druhé mocnině protonového čísla atomů látky.
     Proces tvorby elektron-pozitronových párů se nejvíce uplatňuje při vysokých energiích záření g a u látek s vysokým protonovým (atomovým) číslem.

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.
Pro lehčí materiály jsou křivky nižší (menší hodnoty m), plošší a jakoby posunuty k nižším energiím; relativně nejvíce snížen je podíl fotoefektu.

• Jaderný fotoefekt (fotojaderná reakce)
  Pokud mají kvanta záření g dostatečně vysokou energii (větší než je vazbová energie nukleonů v jádře, nejméně cca 2,5 MeV), mohou vyvolat přímo v jádře jadernou reakci (viz §1.3), při níž je z jádra vyražen neutron či proton (obr.1.6.3 vpravo): fotojaderné reakce (g, n), (g, p); při velmi vysokých energiích g popř. i více částic: (g, 2n), (g, np), (g, 2p), (g, a). Nejjednodušší fotojadernou reakcí je vyražení neutronu z jádra deuteria g + ²H₁ ® p + n (tj. jeho rozštěpení na proton a neutron), která má prahovou energii 2,23 MeV. Pro těžší jádra je ke vzniku fotojaderné reakce potřeba zpravidla podstatně vyšší energie záření g, vyšší než cca 8-10MeV. Výsledné jádro po fotojaderné reakci může být radioaktivní - říkáme, že dochází k tzv. gama-aktivaci.
     Při ozáření těžkých jader v oblasti transuranů (jako je ²³⁸U) tvrdým zářením g o energii vyšší než 15MeV, může dojít k fotoštěpení takových jader na dva fragmenty - středně těžká jádra z prostředku Mendělejevovy tabulky, podobně jako při jejich štěpení spontánním či účinkem neutronů.
     Při velmi vysokých energiích záření gama, přesahujících »150MeV, pak již dochází k produkci nových elementárních částic (jako jsou p-mezony, při ještě vyšších energiích pak i K-mezony a hyperony), jak je podrobněji zmíněno v §1.5 "Elementární částice".
• Rezonanční jaderná absorbce - Mössbauerův jev
  Pokud mají kvanta záření g energii přesně rovnou energii určité vzbuzené jaderné hladiny, může být takový g-foton pohlcen jádrem, čímž se jádro excituje na příslušnou energetickou hladinu. Vzápětí nastane deexcitace za vyzáření fotonu g téže energie (který však samozřejmě vyletí obecně jiným směrem, než foton dopadající); jedná se tedy o jadernou fluorescenci. Zatímco v atomovém obalu je buzení rezonančního fluorescenčního záření běžným jevem, rezonanční jaderná absorbce se za normálních okolností nevyskytuje a je ji možno uskutečnit pouze ve speciálním experimentálním uspořádání. Důvodem je to, že jaderné absorbční čáry jsou velice úzké (cca 10^-5-10^-9 eV), takže je velmi obtížné se energeticky "trefit" do tak úzkého rozmezí. Dokonce i tehdy, když ozařujeme zářením g, emitovaným určitými (dceřinnými) excitovanými jádry, látku složenou z téhož isotopu prvku, který záření g emituje, nedochází k jaderné absorbci, neboť skutečná energie kvanta se poněkud liší od energie jaderné hladiny z následujícího důvodu: Při přechodu jádra z excitovaného stavu se vyzáří energie E_excit daná rozdílem počátečního (excitovaného) a konečného (základního) stavu. Celou tuto energie však neodnese foton g, ale podle zákona akce a reakce se tato energie rozdělí mezi energii E_g vyslaného kvanta g a kinetickou energii E_k odraženého jádra, tj. E_g = E_excit - E_k < E_excit. Obráceně, při dopadu fotonu a jeho absorbci se rovněž část jeho energie přemění na kinetickou energii odraženého jádra, takže na vybuzení jádra na energii E_excit je potřeba vyšší energie E_g dopadajícího záření (právě o tuto hodnotu E_k). Energie emitovaného a absorbovaného záření g jsou tedy vůči sobě posunuty o hodnotu DE = 2.E_k. Kinetická energie odraženého jádra plyne ze zákona zachování hybnosti, tj. když je původní jádro v klidu, musí se hybnost p_g fotonu g rovnat hybnost p_nucl odraženého jádra, takže E_k = p²_nucl/2m_nucl = p²_g /2m_nucl = E²_g /(2m_nucl.c²) » E²_excit/(2m_nucl.c²). Pro přechody o energii E_excit cca 100 keV ve středně těžkých jádrech hodnota E_k činí několik setin eV, což podstatně převyšuje energetickou šířku jaderné hladiny. Aby mohlo dojít k rezonanční jaderné absorbci, je nutno tuto ztracenou energii odraženého emitujícího a absorbujícího jádra ve vhodném experimentálním uspořádání nahradit - kompenzovat Dopplerovým jevem. Toho je možno dosáhnout třemi způsoby:
  ¨ 1. Mechanickým pohybem zdroje směrem k absorbátoru, např. umístěním zdroje na rotující kotouč, aby se Dopplerovým efektem zvýšila frekvence (a tedy i energie) emitovaného záření. Potřebná rychlost v tohoto pohybu je dána vztahem v/c = E_k/E_g.Tímto způsobem se v r.1951 podařilo P.B.Moonovi pozorovat rezonanční rozptyl záření g energie 412keV emitovaného dceřinným jádrem ¹⁹⁸Hg radioisotopu ¹⁹⁸Au. V r.1958 pak R.L.Mössbauer prokázal rezonanční absorbci záření g energie 129keV emitovaného dceřinným jádrem ¹⁹¹Ir radioisotopu ¹⁹⁸Os *); podle něj byl pak příslušný jev nazván Mössbauerův.
  *) V Mössbauerově experimentu byl navíc zdroj i absorbátor chlazen na teplotu 88°K (nižší než tzv. Debyeova teplota materiálu), čímž byla zvýšena pravděpodobnost emise záření g bez odrazu emitujícího jádra, a podobně i absorbce. Není-li totiž energie odraženého jádra E_k dostatečná k tomu, aby vybudila krystalovou mřížku, v níž je atom vázán, ze základního stavu do prvého vzbuzeného stavu, nemůže být žádná energie přenesena na krystalovou mřížku a emise záření g nastává bez odrazu jádra. Jaderná rezonanční absorbce má pak své maximum kolem nulové rychlosti pohybu zdroje vzhledem k absorbátoru.
  ¨ 2. Zahříváním radioaktivního zdroje, aby se Dopplerovým jevem "rozmítala" frekvence a zvýšila se tak šířka čáry emitovaného záření g.
  ¨ 3. Využitím předcházejícího rozpadu b či jaderné reakce k získání vhodné rychlosti emitujícího jádra pro dosažení Dopplerova frekvenčního posuvu.
     Na Mössbauerově jevu rezonanční jaderné absorbce záření g s využitím způsobu 1. je založena metoda Mössbauerovy spektroskopie, zmíněná v §3.3.
     Nejvhodnější podmínky pro realizaci Mössbauerova jevu jsou u jader isotopu železa ⁵⁷Fe. Jako zdroj záření g se použije radionuklid ⁵⁷Co, který se s poločasem 270 dní elektronovým záchytem rozpadá na excitované jádro ⁵⁷Fe. Toto jádro při deexcitaci emituje záření g o energiích 692keV (0,14%), 136keV (11%), 122keV (87%) a 14,4keV (9%). Právě záření g dílčího přechodu z excitované hladiny o energii 14,4keV je díky nízké energii vhodné pro buzení rezonanční jaderné absorbce. Vzhledem k vysoké Debyeově teplotě Fe (360°K) probíhá Mössbauerův jev i za normální laboratorní teploty, přičemž Dopplerův frekvenční posun, potřebný pro kompenzaci odrazu jádra ⁵⁷Fe, se dosahuje mechanickým posuvem zdroje rychlostí pouze řádu 1mm/s.
  Pozn.: Vysokou citlivost Mössbauerova jevu rezonanční jaderné absorbce g-záření 14,4keV ⁵⁷Fe využili v r.1960 R.V.Pound a G.A.Rebka ke změření gravitačního frekvenčního posuvu v tíhovém poli Země, což bylo významným testem správnosti Einsteinovy obecné teorie relativity jakožto fyziky gravitace a prostoročasu - viz §2.4 "Fyzikální zákony v zakřiveném prostoročase", pasáž "Gravitační frekvenční posun" v knize "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu".

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

• Fotoelektrony uvolněné z atomového obalu v důsledku fotoefektu primárního g-záření
• Charakteristické X-záření následující po fotoefektu primárního g-záření
• Augerovy elektrony vznikající vnitřní konverzí charakteristického X-záření
• Brzdné záření vznikající při pohybu elektronů a pozitronů v látce
• Comptonovsky rozptýlené g-záření
• Elektronové a pozitronové záření vznikající z primárního vysokoenergetického g-záření při tvorbě elektron-pozitronových párů
• Anihilační g-záření o energii 511keV, vznikající anihilací pozitronů vytvořených při tvorbě elektron-pozitronových párů
• 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 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.

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.
*) Disperze, pozorovaná u světla v látkovém optickém prostředí, má původ v (kolektivních) interakcích elektromagnetické vlny s atomy látky; ve vakuu nenastává.

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 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 v_ef 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.
Pozn.: 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...).

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"), nebo radioisotopové zdroje tvořené směsí a-zářiče s lehkým prvkem (jako je směs americia s beryliem, dochází k reakci a,n), či těžkým transuranovým radionuklidem (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 12minut 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, a to čtyřmi způsoby:

Základní způsoby interakce neutronů s látkou

• Pružný rozptyl neutronů na jádrech je nejčastějším způsobem interakce rychlých neutronů při jejich průchodu látkovým prostředím, zvláště s lehkými jádry. Letící neutron narazí na jádro, předá mu část své kinetické energie, odrazí se od něj (podobně jako kulečníkové koule) a pokračuje v pohybu se změněným směrem a sníženou energií. Odražené jádro díky svému kladnému náboji při svém pohybu vyvolává ionizaci a excitaci okolních atomů, čímž ztrácí svou energii. Předaná energie při pružném rozptylu neutronu je největší pro jádra vodíku (zde je při jedné srážce předána téměř polovina energie) a s rostoucí hmotností (nukleonovým číslem) jader klesá. Proto jsou rychlé neutrony nejvíce zpomalovány látkami obsahujícími lehké prvky (vodík, berylium, uhlík a pod.); takové látky mohou sloužit jako účinné moderátory neutronů (na obrázku vlevo nahoře; rozptylem na těžkých jádrech se neutrony zpomalují jen málo - obrázek vlevo dole).
• Nepružný rozptyl, při němž neutron opět předá část své energie jádru A, avšak tato energie se spíše než na mechanický pohyb jádra spotřebuje na zvýšení vnitřní energie jádra - nastane excitace jádra (na obrázku uprostřed) A*. Při návratu jádra do původního stavu (deexcitaci vzbuzených jaderných hladin) se vyzáří foton záření gama A*®A+g, který již vyvolává ionizaci mechanismy popsanými v předchozím odstavci (fotoefekt, Comptonův rozptyl, ...). Toto sekundární záření gama se využívá v některých analytických metodách (viz např. §4.3., část "Neutrony stimulovaná emisní počítačová tomografie NSECT").
• Radiační záchyt, při němž je neutron jádrem pohlcen a zůstane v něm vázaný - jedná se o jadernou reakci n^o+^NA_Z®^N+1B*_Z; následně je emitován jeden nebo více fotonů záření gama (při deexcitaci jaderných hladin vzbuzených při absorbci neutronu) B*®B+g₁. Záření gama pak již vyvolává ionizaci. Další ionizace pak může nastat i následně a dlouhodobě: jádra jež pohltila neutron jsou často radioaktivní a rozpadají se za vyzáření dalšího ionizujícího záření, především beta^- a gama: ^N+1B_Z®^N+1C*_Z+1+e^-+n, C*®C+g₂. Radiační záchyt neutronů je nejúčinnější pro pomalé neutrony s nízkou energií, zvláště pro "tepelné" neutrony s energií pouze cca 0,025eV (což odpovídá tepelnému pohybu atomů) a je velice odlišný pro různá jádra. K látkám, které nejúčinněji zachycují neutrony, patří zvláště bor a kadmium, které se proto používají jako stínící materiál pro neutronové záření a pro regulaci neutronového toku v jaderných reaktorech. Záchyt neutronů v jádrech se používá ve velmi citlivé analytické metodě neutronové aktivační analýze (§3.4, část "Neutronová aktivační analýza").
• Jaderné reakce, kdy po vniknutí neutronu do jádra je emitována jiná částice, např. proton nebo částice alfa (do kategorie jaderných reakcí fakticky patří i předchozí způsob, jenže bez emise těžké částice), které ionizují. O následné aktivaci platí totéž co bylo zmíněno v předchozím bodě. Jaderné reakce vyvolané neutrony jsou podrobněji zmíněny v §1.3 "Jaderné reakce". Radiační záchyt a další reakce vyvolané neutrony se používají pro výrobu umělých radionuklidů, především b^-, v jaderných reaktorech (viz §1.4, část "Výroba umělých radionuklidů").

   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 I_o 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):

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 E_g : m = m(r,Z,E_g). 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 E_g.
   Celkový lineární součinitel zeslabení m je součtem jednotlivých dílčích absorbčních koeficientů pro fotoefekt m_f, Comptonův rozptyl m_C a tvorbu elektron-pozitronových párů m_e : m = m_f + m_C + m_e. 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. 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 d_1/2= 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/d_1/2 [g/cm²], která závisí především na energii a druhu záření.
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.m_p/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) = I_o.e^-s.L.x = I_o.e^{-m .x}, kde I_o je původní intenzita svazku na povrchu a koeficient m = s.L = s.r.m_p/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.

Stínění ionizujícího záření
Při řadě aplikací ionizujícího záření je třeba zabránit tomu, aby do určitých míst, nebo z určitých směrů, ionizující záření vnikalo - 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, 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 d_1/2= 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 :

Zeslabení intenzity záření absorbční vrstvou tloušťky d se pomocí polotloušťky d_1/2 dá vyjádřit jednoduchým vztahem I/I_o = 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, nejlépe v kombinaci s následnou tenkou vrstvou olova k odstínění brzdného elektromagnetického záření vzniklého zabrzděním elektronů b v lehkém stínícím materiálu. Olovo samotné není vhodným stínícím materiálem pro záření b, neboť v něm vzniká tvrdé a intenzívní brzdné záření, k jehož odstínění by bylo nutno použít zbytečně silnou vrstvu olova.
   Pro odstínění pozitronového záření b⁺ je kromě vrstvy lehkého materiálu potřeba použít poměrně silné vrstvy olova (nejméně cca 3 cm), 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 vrstva (milimetrová) 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. Jedná-li se o rychlé neutrony, je třeba je nejprve zpomalit, aby mohly být účinně pohlceny vhodným absorbátorem. Neutrony se nejúčinněji zpomalují průchodem látkami 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 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 vzrůst, 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 10⁹eV - 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 10^15-16eV 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 10^18-19eV, 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 10¹⁹eV) 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.
   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 + g_2,7°K ® p + p^o, p + g_2,7°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 + g_2,7°K ® p + p^o, 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" (g_2,7°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 + g_2,7°K ® D⁺ ® p + p^o (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 10¹⁹V. Částice jsou zde urychlovány většinou jednorázově. Zdrojem energie kosmického záření by mohly být především dva druhy takových "katastrofických" procesů:

• Výbuch supernovy,
  kdy hvězda o dostatečně velké hmotnosti v konečných fázích své evoluce dosáhne ve svém nitru takových teplot a tlaků, že elektrony jsou "vtlačeny" do jader a tím se sloučí s protony za vzniku neutronů. Dochází přitom k prudkému smrštění jádra hvězdy a vzniká neutronová hvězda. Při tomto procesu se uvolní obrovské množství energie - dojde k výbuchu supernovy, při němž jsou vnější vrstvy hvězdy rozmetány do okolního prostoru (viz obr.4.2 a 4.3 v kapitole "Černé díry" knihy "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu"). Prudce rotující neutronová hvězda má extrémně silné magnetické pole, v němž tzv. synchrotronovým efektem vzniká záření vyzařované v kuželu, který podobně jako světlo majáku periodicky zasahuje okolní prostor včetně Země - takovou neutronovou hvězdu pozorujeme jako pulzar. V magnetosféře neutronových hvězd (kde změna magnetického pole může indukovat silná urychlující elektrická pole) může docházet k urychlování nabitých částic na energie desítek GeV. Při výbuchu supernovy se vnější části hvězdy rozpínají rychlostí blízkou rychlosti světla, přičemž ve vzniklé rázové vlně mohou být v prudce expandující ionizované hmotě protony Fermiho mechanismem urychlovány na energie až stovky TeV.
  Pozn.: Dále, interakcí těchto protonů s materiálem slupky jsou produkována (přes piony a miony) mimo jiné i neutrina vysokých energií (1¸1000 TeV), která jsou pak součástí primárního kosmického záření. V současné době jsou pro detekci vysokoenergetických neutrin budovány rozsáhlé systémy v ledovcích anarktidy a v mořských hlubinách (viz kap.1.2 "Radioaktivita", pasáž "Neutrina", závěrečná část).
• Pohlcování hmoty černou dírou,
  kdy velké množství hmoty, přitahované černou dírou, vytvoří kolem ní tzv. akreční disk, v jehož nejnižší centrální oblasti dochází k extrémně silnému ohřevu pohlcované látky klesající po spirále do černé díry. Podél osy symetrie tohoto tlustého rotujícího disku pak "trychtýři" z vnitřní části uniká proud částic a záření - tzv. jet neboli výtrysk, který obsahuje částice urychlené na velmi vysoké relativistické energie. Ve výtryscích z černé díry by mohly fungovat urychlovací mechanismy kosmického záření. Turbulence v akrečním disku mohou vést k rázovým vlnám *), v nichž vznikají podmínky pro urychlování částic na velmi vysoké energie. Výtrysky z nitra rotujících akrečních disků černých děr by tak mohly být (vedle supernov) významným zdrojem kosmického záření - vysokoenergetických nabitých částic, především protonů, šířících se do velkých vzdáleností ve vesmíru.
  *) V ionizovaném prostředí výtrysku, v plasmě, za relativisticky se pohybujícím rozruchem vznikají vlny oscilujících elektronů a protonů - plasmové vlny. V nich se vzbuzuje kmitající podélné elektromagnetické pole, které za vhodných podmínek (synchronizace rychlostí částic a fáze urychlujícího pole) může nabité částice urychlit i na velmi vysoké energie přes 10²⁰eV ("plasmové urychlování").
     Při vhodné orientaci rotační osy disku pak elektromagnetickou složku tohoto záření můžeme pozorovat i na Zemi. Masívní černé díry (o hmotnostech 10⁴-10⁸ hmotností našeho Slunce) se pravděpodobně nacházejí v jádrech mnoha galaxií; pokud se kolem této černé díry utvoří masívní akreční disk, je takovéto aktivní galaktické jádro ze směru rotační osy disku pozorováno jako tzv. kvasar - viz §4.8 "Astrofyzikální význam černých děr" ve zmíněné monografii "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu".
     O "exotických" procesech v okolí černých děr a o bezkonkurenční schopnosti černých děr "ždímat" z hmoty energii viz kapitolu 4 "Černé díry" , §4.4 a §4.8. v knize "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu".

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 10²⁴eV 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 Z^o 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 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. 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?").

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^- + p^o + .... 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⁺ + n_m (neutrální p^o-mezony se s velmi krátkým poločasem »10^-16s rozpadají na dvě kvanta gama: p^o ® 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+ n_m , m⁺ ® e⁺ + n_e+ 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(n_m) : n(n_e) = 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. Srážkami 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). 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: n^o + 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). Poprve tuto metodu použil W.F.Libby v r.1946.
  V nejjednodušším případě změříme specifickou aktivitu ¹⁴C ve zkoumaném historickém předmětu biologického původu a srovnáme to s rovnovážnou specifickou aktivitou radiouhlíku v atmosféře a v živých organismech. Citlivost měření aktivity ¹⁴C pomocí proporciálních nebo scintilačních detektorů s kapalnými scintilátory (viz §2.6, část "Kapalné scintilátory"), vzhledem k poločasu rozpadu ¹⁴C 5730 let, omezuje časový dosah této metody na cca 30 000 let. Podstatně nižší hodnoty zastoupení ¹⁴C/¹²C lze zjišťovat pomocí metody hmotnostní spektrometrie (viz §2.6, pasáž "Magnetické spektrometry"). Předpokladem správnosti radiouhlíkové chronometrie je, že poměr zastoupení ¹⁴C/¹²C byl v minulosti, během období z něhož pocházejí měřené vzorky, vždy stejný. Aby tento poměr zůstal konstantní, musí zůstat konstantní intenzita a složení kosmického záření a jeho působení na horní vrstvy atmosféry. Primární kosmické záření přicházející z mezihvězdného prostoru má pravděpodobně neměnnou intenzitu v období nejméně 10⁵let. Složka přicházející ze Slunce je však časově proměnná v závislost na sluneční aktivitě (výskyt slunečních skvrn). Působení kosmického záření na horní vrstva atmosféry závisí na tom, jak silné je stínění magnetickým polem Země. Intenzita geomagnetického pole kolísá o cca 50% v časových obdobích cca 10⁴let. Dalším problémem je antropogenní vliv (lidskou civilizační činností) na distribuci radionuklidů v atmosféře. Je to jednak spalování fosilních paliv ovlivňující obsah CO₂ v atmosféře, jednak radiouhlík uvolněný do atmosféry jadernými zkouškami hlavně v 50.letech. Stanovování koncentrace radiouhlíku tak má i značný ekologický význam. Pro přesnou radiohlíkovou chronometrii jsou všechny tyto vlivy zkreslující, je třeba na ně vzít korekci, sestavit kalibrační křivku porovnáním s jinými nezávislými metodami (např. s dendrochronologií - datování pomocí letokruhů ve dřevě starých stromů).
*) Radiouhlíková metoda není použitelná pro datování anorganických látek jako jsou horniny, a též pro velmi dlouhá časová období milonů či miliard let. Zde lze za určitých okolností využít rozpady dalších přírodních radioaktivních izotopů, jako je rozpad draslíku ⁴⁰K na argon, rozpad radioaktivního izotopu rubidia 87 na stroncium, nebo rozpad uranu a thoria na konečný prvek rozpadové řady - olovo. Radioaktivní datování pomocí stanovení relativního zastoupení dceřinných produktů rozpadu umožňuje v geologii určit absolutní stáří hornin, trvání jednotlivých geologických epoch, stáří meteoritů, samotné Země i Měsíce. Přesnost těchto metod je však, vedle technických obtíží stanovení nepatrných množství nuklidů, omezena různorodostí nalezených vzorků a jejich předchozích osudů.
   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.
¨ 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):

• Pozemní detekce částic
  pomocí rozlehlé sítě většího počtu detektorů, rozmístěných na úzení několika desítek km². Mohou to být buď scintilační detektory, nebo vodní Čerenkovovy detektory. Záblesky scintilačního záření nebo Čerenkovova záření jsou registrovány fotonásobiči (viz zde výše "Čerenkovovo záření" a §2.4 "Scintilační detekce a spektrometrie"). Jednotlivé detektory zaznamenají částice spršky v průběhu několika mikrosekund. Z časové analýzy impulsů z jednotlivých detektorů je možné přibližně určit směr příchodu spršky. Z množství registrovaných částic v různých detektorech lze určit celkovou energii spršky a tím i primární částice (energetická kalibrace je však složitá, vychází z geometrické analýzy a z účinných průřezů interakcí).
     První takový detekční systém byl vybudován v Novém Mexiku pod názvem "Volcano Ranch Array" v r.1960, sestával z 19 scintilačních detektorů na ploše 8km². Dále to byl sovětský "Jakutsk" (pracuje od r.1970 dosud), kde na ploše 20km² je rozmístěno 15 scintilačních detektorů a 25 Čerenkovových detektorů, důmyslně elektronicky propojených pro určování obzorových úhlů příchodu spršky. Britský Haverah Park (pracoval v letech 1968-1987) sestával ze soustavy vodních Čerenkovových detektorů, doplněných scintilačními detektory (trigrovacími) na ploše 12km². Australský SUGAR (Sydney University Gigant Air Shower Recorder), pracující v letech 1968-79, byl tvořen polem 54 scintilačních detektorů (s kapalnými scintilátory) na ploše 100km²; zaznamenal řadu spšek s energiemi 10¹⁹-10²⁰eV. Japonský experiment AGASA (Akeno Gigant Air Shower Array) u Akeno pracoval v letech 1990-2004; obsahoval 111 scintilačních detektorů na ploše cca 100km² a zaznamenal řadu spršek o energiích kolem 10²⁰eV.
• Detekce fluorescenčního záření z atmosféry
  Ionizující částice spršky sekundárního kosmického záření při průletu atmosférou způsobují ionizaci a excitaci molekul vzduchu, především dusíku, načež se jejich návratem do původního stavu (deexcitací) vyzařují fotony ve viditelném oboru světla - fluorescenční záření. Intenzita tohoto fluorescenčního záblesku je přímo úměrná energii primární částice (která se konvertovala na energie částic spršky). Rychlé nabité částice generují při průletu atmosférou též Čerenkovovo záření.
     Fluorescenční detektory jsou tvořeny soustavou zrcadel (je to vlastně teleskop), soustřeďujících světlo na kamery složené z většího počtu fotonásobičů (i několika stovek). Tyto detektory mohou samozřejmě pracovat jen během jasné bezměsíčné noci, aby hladina světelného pozadí nepřezařovala slabé fluorescenční světlo. Sumární výška impulzů z fotonásobičů je úměrná energii spršky. Poziční analýzou impulsů z jednotlivých fotonásobičů lze určit místo (směr) na obloze, odkud sprška přichází. Časovou analýzou signálů z fotonásobičů lze v principu sledovat i postupný rozvoj spršky v atmosféře.
     První funkční detektor tohoto typu, nazvaný "Fly´s Eye" ("muší oko"), byl v r.1982 spuštěn v Utahu. Skládal se z 67 zrcadel (o průměru 1,5metru) a 880 fotonásobičů. Zde se podařilo r.1991 detekovat spršku zatím nejenergetičtější částice, jejíž energie byly odhadnuta na asi 3.10²⁰ elektronvoltů! Nedaleko tohoto prvního typu byl v r.1998 zkonstruován dokonalejší detektor s vyšším rozlišením, nazvaný HIRes (High Resolution Fly´s Eye). V Namibii v oblasti dobrých atmosférických podmínek byl v letech 2002-4 vybudován systém 4 teleskopů detekujících atmosférické Čerenkovovo záření, pod názvem HESS (High Energy Stereoscopic System); bude se soustřeďovat především na detekci spršek pocházejících z interakce vysokoenergetického kosmického g-záření.

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 km² 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 10¹⁹eV; 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.

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 :

• Syntéza biogenních sloučenin
  Primární kosmické záření při interakci s mezihvězdnou hmotou, především s částečkami mezihvězdného prachu, stimulovalo chemické reakce mezi atomy uhlíku, vodíku, kyslíku a dusíku, při nichž ve velkém množství vznikly některé důležité biogenní sloučeniny (jednoduché i složité uhlovodíky, aminokyseliny, ...), které se dostaly na Zemi a později sloužily jako výchozí "stavební materiál" pro vznik a vývoj živé hmoty.
• Mutagenní účinky kosmického záření
  Sekundární kosmické záření v raných stádiích vývoje života na Zemi způsobovalo pestré spektrum mutací, z nichž přírodním výběrem byly do dalších generací přenášeny "pozitivní" mutace jakžto nositelé evoluce.

   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/m² 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 10¹⁹eV 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.
   Přesto však vzniká otázka, jak bychom se před ním 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

Vojtěch Ullmann