核衰变的统计规律 在一定时间内放射性原子核的衰变数、带电粒子在介质中损耗能量所产生的离子对数,都是随机 的,即有统计涨落。在任何一次核衰变测量中,即使所有的测量条件都是稳定的,如源的放射性活度、 源的位置、探测器的工作电压等都保持不变,多次记录探测器在相同时间内所测到的粒子数目就会发现, 每次测到的计数并不完全相同,而是围绕某个平均数值上下涨落。这种现象称为放射性计数的统计涨落。 它是微观粒子运动过程中的一种规律性现象,是放射性原子核衰变的随机性引起的。根据数理统计理论 可推导出其统计分布规律。 .实验目的 验证核衰变的统计规律。 2.掌握放射性测量结果的误差表示方法。 3.了解测量时间和本底计数对测量准确度的影响 4.了解空气中放射性微尘的成分及来源 二实验原理 1.核衰变的统计规律 用一套计数系统对一个长寿命的放射源在相同时间内进行多次测量,会发现每次计数大多不相等, 只是围绕某一数值上下涨落,这种情况并非仪器所造成,也不是测量者的测量方法不当所致,而是核衰 变的统计性质造成的 放射性原子核各自独立地按其本身的性质发生衰变,各个核之间互不影响。根据衰变规律,在单位 时间内发生衰变的核数由下式确定: dM =-AM 这里M是t时刻存在的核数,而式中A是衰变常数,实际上是单个原子核在单位时间内衰变的几率,对 于某种同位素是一个确定的常数,例如对于Ra(镭)而言,λ=8.14×10-10,而dM/dt可由测量△M At而得到。对于半衰期很长的元素,在给定时刻,M是确定的,故单位时间内发生衰变的核数△MAt 也应是确定的,然而,在实际测量中,每次测量得到的AM4t一般是不同的,即并不是一个确定的数 而是围绕λM上下涨落。对于长寿命的放射性同位素来说,相同时间内衰变的核数N,符合泊松公式: P 这里P(N是衰变数N出现的几率,Y是N的平均值。 这一公式可以用数学方法推导出来,假定有M个核,这里M很大如100以上,经多次测量得到一 定时间内平均衰变核数为Y,这元素半衰期很长。在测量时间内M几乎不变,故Y<<M,则一定时间 内平均每个核衰变的几率就是YM,而不衰变的几率是1-YM,现考虑某次测量时有N核衰变,则出现 N的几率可由概率乘法原理得到: PN=CM·()·(1 式中CM是M个核中任取N个的组合数。 cN=2M(M-1XM=2)…(M=(N=1) 由于N<<M,故可用M来代替M-1、M-2……(M-(N-1)),于是上式变为:
核衰变的统计规律 在一定时间内放射性原子核的衰变数、带电粒子在介质中损耗能量所产生的离子对数，都是随机 的，即有统计涨落。在任何一次核衰变测量中，即使所有的测量条件都是稳定的，如源的放射性活度、 源的位置、探测器的工作电压等都保持不变，多次记录探测器在相同时间内所测到的粒子数目就会发现， 每次测到的计数并不完全相同，而是围绕某个平均数值上下涨落。这种现象称为放射性计数的统计涨落。 它是微观粒子运动过程中的一种规律性现象，是放射性原子核衰变的随机性引起的。根据数理统计理论 可推导出其统计分布规律。 一. 实验目的 1. 验证核衰变的统计规律。 2. 掌握放射性测量结果的误差表示方法。 3. 了解测量时间和本底计数对测量准确度的影响。 4. 了解空气中放射性微尘的成分及来源。 二 实验原理 1. 核衰变的统计规律 用一套计数系统对一个长寿命的放射源在相同时间内进行多次测量，会发现每次计数大多不相等， 只是围绕某一数值上下涨落，这种情况并非仪器所造成，也不是测量者的测量方法不当所致，而是核衰 变的统计性质造成的。 放射性原子核各自独立地按其本身的性质发生衰变，各个核之间互不影响。根据衰变规律，在单位 时间内发生衰变的核数由下式确定： M dt dM = − 这里 M 是 t 时刻存在的核数，而式中λ是衰变常数，实际上是单个原子核在单位时间内衰变的几率，对 于某种同位素是一个确定的常数，例如对于 Ra（镭）而言，λ= 10 8.14 10− ，而 dM/dt 可由测量ΔM/ Δt 而得到。对于半衰期很长的元素，在给定时刻，M 是确定的，故单位时间内发生衰变的核数ΔM/Δt 也应是确定的，然而，在实际测量中，每次测量得到的ΔM/Δt 一般是不同的，即并不是一个确定的数， 而是围绕λM 上下涨落。对于长寿命的放射性同位素来说，相同时间内衰变的核数 N，符合泊松公式： P(N)= Y N e N Y − ! 这里 P(N)是衰变数 N 出现的几率，Y 是 N 的平均值。 这一公式可以用数学方法推导出来，假定有 M 个核，这里 M 很大如 10 10 以上，经多次测量得到一 定时间内平均衰变核数为 Y，这元素半衰期很长。在测量时间内 M 几乎不变，故 Y M，则一定时间 内平均每个核衰变的几率就是 Y/M，而不衰变的几率是 1-Y/M，现考虑某次测量时有 N 核衰变，则出现 N 的几率可由概率乘法原理得到： P(N) = N N M N M M Y M Y C − ( ) (1− ) 式中 N CM 是 M 个核中任取 N 个的组合数。 ! ( 1)( 2) ( ( 1)) N M M M M N C N M − − − − = 由于 NM，故可用 M 来代替 M −1、 M − 2 （ M − (N −1 ）），于是上式变为： N! M C N N M =
所以 PN=()·(1 因(1-)-N中,M>>N 所以 M一N ≡lim(1 M→∝ 令u=-y,则上式变为 lm(、 )-=lim(+a)(1+)- M→x L→0 lim(1+u)". lim(1+u) lim(1+l)2) →0 所以 这就是泊松公式。 若将衰变数N乘以探测系统的探测效率η(常数),就得到一定时间内测得的粒子计数。我们这里 也用N来代表。显然,测得的粒子数N同衰变核数N遵从相同的统计规律一一泊松分布 如果对放射源进行一定时间的多次测量,比如500次统计出每个计数出现的次数AN,从而得到 每个不同的N出现的几率P/N=A(N/500,并将它画在坐标纸上,可得出其曲线与理论曲线基本符合 即放射性计数和核衰变遵从同一规律。图1为泊松分布曲线。由图可见曲线是不对称的。曲线最高(几 率最大)处所对应的计数Nn,即最可几的计数,和平均计数值Y不重合。平均计数Y越大,两者相对 距离越小,曲线越接近对称,当Y较大时,此分布曲线接 近于高斯分布曲线 高斯公式即:P(N)=1=(-N 式中0是多次测量的均方误差,即: N, =∑(-N)2·P(N) N=0 图1泊松分布 高斯分布公式也可由数学推导,当N很大时用斯特林 近似公式 代入泊松公式即可导出 高斯分布曲线是对称于N=Y的一条曲线,其形状由决定,当放射性测量中计数较大时,一般都符合 高斯分布 2.核辐射计数的统计误差
所以 P(N) N M N N M Y M Y N M − ( ) (1− ) ! = M N N M Y N Y − (1− ) ! 因 M N M Y − (1− ) 中，MN 所以 − M −N M Y (1 ) M N M M Y − → (1− ) lim 令 u = M Y − ，则上式变为 u N Y u M N M u u M Y − − → − → (1− ) = (1+ ) (1+ ) lim lim 0 = N u u Y u u u − → − → (1+ ) (1+ ) lim 0 lim 0 = u Y Y u u e − − → ((1+ ) ) = 1 0 lim 所以 P(N) = Y N e N Y − ! 这就是泊松公式。 若将衰变数 N 乘以探测系统的探测效率η（常数），就得到一定时间内测得的粒子计数。我们这里 也用 N 来代表。显然，测得的粒子数 N 同衰变核数 N 遵从相同的统计规律——泊松分布。 如果对放射源进行一定时间的多次测量，比如 500 次统计出每个计数出现的次数 A(N)，从而得到 每个不同的 N 出现的几率 P(N) = A(N)/500，并将它画在坐标纸上，可得出其曲线与理论曲线基本符合， 即放射性计数和核衰变遵从同一规律。图 1 为泊松分布曲线。由图可见曲线是不对称的。曲线最高（几 率最大）处所对应的计数 N p ，即最可几的计数，和平均计数值 Y 不重合。平均计数 Y 越大，两者相对 距离越小，曲线越接近对称，当 Y 较大时，此分布曲线接 近于高斯分布曲线。 高斯公式即：P（N）= 2 2 1 2 2 2 ( ) Y N e − − 式中σ是多次测量的均方误差，即： = 2 2 ( ) Y − Ni = ( ) ( ) 0 2 Y N P N N − = 高斯分布公式也可由数学推导，当 N 很大时用斯特林 近似公式 N！= N N N N e − 2 代入泊松公式即可导出。 高斯分布曲线是对称于 N=Y 的一条曲线，其形状由 决定，当放射性测量中计数较大时，一般都符合 高斯分布。 2．核辐射计数的统计误差 图 1 泊松分布
核辐射计数和核衰变遵从同一个统计规律,因而严格来说,要真正准确的测出结果,就必须测量许 多次(几百次),最后得出平均值Y,以此作为真值,并算出误差。一般地,往往用均方误差来表示统 计涨落的大小,那么最后结果就是Y±σ。这一测量结果表示什么意思呢? 这里σ同一般的误差的含义有所不同,它仅仅表示计数N的涨落范围。对泊松分布函数或者高斯 分布函数自￥-σ到+σ积分,可以得出积分值等于0683,即图2中阴影部分的面积。所以,将测量 结果写为y±σ的意义就是:在进行多次测量时,其测量结果落 在Y±σ范围内的测量次数占总次数的68.3%:对某一次测量 P CN) 则结果落在Y±σ范围内的几率是0.683。这也就是说:平均值Y (我们把它作为真值)在任意一次测量结果N±0之间的几率是 0.683,因为N有0.683的几率落在阴影中 若把误差表示为Y±3σ,那么这就表示,任一次测量结果 落在Y±30之间的几率是997%,接近100%,也可以说Y在任 次结果N±3σ之间的几率接近100%,这就将涨落范围以及真 值Y所在范围完全确定了。 比如若Y=100,那么N在90~110之间的几率差不多有68%, 图2标准误差含义 而在70~130之间的几率几乎是1,超出这个范围的可能几乎没有 均方误差又称标准误差,对于放射性计数来说,又称为统计误差,具有特殊的性质,下面加以讨论。 a2=(Y-N)2=∑(Y-N2.P(N) N=0 )P(N) Y2·P(N)-2∑N.P(N)+∑N2.P(N) Y∑P(N)-2YX+∑N2.P(N) N=0 这里PN即N的几率函数∑P(N)=1,在实际测量中PN=AM,这里A是重复测量M次当中 N出现的次数。因此得出: y+2(N2,4N 若PN代之以泊松公式,则得出 ∑NP(N 4 Y(1+Y+-+++……)+(Y+2.+3.+4.+…))
核辐射计数和核衰变遵从同一个统计规律，因而严格来说，要真正准确的测出结果，就必须测量许 多次（几百次），最后得出平均值 Y，以此作为真值，并算出误差。一般地，往往用均方误差来表示统 计涨落的大小，那么最后结果就是 Y±σ。这一测量结果表示什么意思呢？ 这里σ同一般的误差的含义有所不同，它仅仅表示计数 N 的涨落范围。对泊松分布函数或者高斯 分布函数自 Y-σ到 Y+σ积分，可以得出积分值等于 0.683，即图 2 中阴影部分的面积。所以，将测量 结果写为 Y ±σ的意义就是：在进行多次测量时，其测量结果落 在 Y±σ范围内的测量次数占总次数的 68.3%；对某一次测量， 则结果落在 Y±σ范围内的几率是 0.683。这也就是说：平均值 Y （我们把它作为真值）在任意一次测量结果 N ±σ之间的几率是 0.683，因为 N 有 0.683 的几率落在阴影中。 若把误差表示为 Y ±3σ，那么这就表示，任一次测量结果 落在 Y ±3σ之间的几率是 99.7%，接近 100%，也可以说 Y 在任 一次结果 N±3σ之间的几率接近 100%，这就将涨落范围以及真 值 Y 所在范围完全确定了。 比如若 Y =100，那么 N 在 90~110 之间的几率差不多有 68%， 而在70~130之间的几率几乎是1，超出这个范围的可能几乎没有。 均方误差又称标准误差，对于放射性计数来说，又称为统计误差，具有特殊的性质，下面加以讨论。 2 2 ( ) = Y − Ni = ( ) ( ) 0 2 Y N P N N − = = ( 2 ) ( ) 2 0 2 Y YN N P N N − + = = ( ) 2 ( ) ( ) 0 0 2 0 2 Y P N Y N P N N P N N N N − + = = = = ( ) 2 ( ) 0 0 2 2 Y P N YY N P N N N − + = = = ( ) 0 2 2 Y N P N N − + = 这里 P(N)即 N 的几率函数 ( ) 1 0 = = P N N ，在实际测量中 P(N)=A(N)/M，这里 A(N)是重复测量 M 次当中 N 出现的次数。因此得出： ( ( )) 1 0 2 2 2 N A N M Y N = − + = 若 P(N)代之以泊松公式，则得出： Y N N N e N Y N P N N − = = = ! ( ) 0 2 0 2 = Y e Y Y Y Y − + + + + + ) 4! 4 3! 3 2! 2 1! (0 1 4 2 3 2 2 2 1 2 =Y（1+2 Y e Y Y Y Y − + + + + ) 4! 5 3! 4 2! 3 1! 1 2 3 4 =Y（（1+Y ) 2! 3! 4! 2 3 4 + + + + Y Y Y +（Y+2 ) 4! 4 3! 3 2! 2 3 4 + + + Y Y Y ） Y e − 图 2 标准误差含义
(e+Y(1+Y +Y·e)·e Y+y 代入上式 Y+y+y=y 即 =√Y 这是一个很重要的结论,由统计涨落所造成的统计误差,如果用均方误差σ表示,它正好等于平均 值的平方根,于是测量结果就可表示为F±σ,它的含义是任一次测量的测量结果落在Hσ之间的几 率是0.683,也就是说,平均值F在任一次测量值σ之间的几率是0.683。 以上的讨论只是理论的探讨,在实际上行不通,因为实际测量中不能测量那么多次,F不能得到 在实际测量中,当N较大时往往只测一次,测量结果就表示为N±√N,这又是什么意思呢? 在实际测量中M往往较大,若不够大可延长测量时间使N较大。所得结果N和多次测量的平均值相 对差别往往不太大,那么和√N之间的相对差别就更小了。于是我们把√N当作σ,一次测量值表 示为N±√N,含义就相当于肚0,这就是说:多次测量平均值y(我们把它当作真值)在N±√N 之间的几率是0.683,在N±3√N之间的几率差不多是100%,这就将Y所在范围画定了。 核辐射测量的统计误差和其它量的测量误差有本质的区别。我们进行其它量的测量时,即使仪器是 正常的,方法是正确的,每次测量结果也总会产生偶然误差。对这种误差的处理方法和上述的统计误差 的处理方法是类似的,然而在测量其它量比如长度时,被测对象客观存在一个真值L,误差是由测量中 的偶然因素引起的,而统计误差的问题并不存在一个真值,我们仅仅是将y当作真值而已,它每次测量 值之间的差别不是由测量造成,而是核衰变的统计规律所决定的。两种误差的另一个区别是:长度测量 误差σ大小由测量水平所决定,它可以随测量条件和技术的提高而改善,但统计误差本身却是完全确定 的,它取决于测量结果N的大小,即它并不因测量水平的提高而改善。如果将统计误差用相对误差表示, 可写成: N(1 可以看出,N越大,相对误差√N/N=1/√N就越小,比如N=100,相对误差为10%,/1000 相对误差为1/√10000=1/100,所以N越大测量的准确性越好,因为准确性是由相对误差表示的。 3.本底对测量结果的影响 在测量中,即使不放放射源,计数器也会有一定计数,这是宇宙射线和周围环境的放射性元素引起 的。这种计数叫做本底,本底计数也服从统计规律,其涨落也造成测量中的统计误差。 若在时间t内测得本底计数Nb’加上放射源后,在相同时间内得计数N。’根据误差理论,完全由 放射源造成的计数N的标准误差等于两次测量的标准误差之平方和的平方根(均方根)。 本底计数=N±√N (源+本底)计数=N±√N 源计数N=(N-N)±√N。+Nb 其相对标准误差E= 由此可见,本底计数越大,测得的源的计数N的准确度越差。因此,在测量中总是尽量减少本底
=Y（ Y Y e Y Y e Y Y − + + + + + )) 2! 3! (1 2 3 =Y（ Y Y Y e Y e e − + ) =Y+ 2 Y 代入上式 = −Y + Y + Y = Y 2 2 2 即 σ= Y 这是一个很重要的结论，由统计涨落所造成的统计误差，如果用均方误差σ表示，它正好等于平均 值的平方根，于是测量结果就可表示为 Y ±σ，它的含义是任一次测量的测量结果落在 Y±σ之间的几 率是 0.683，也就是说，平均值 Y 在任一次测量值 N±σ之间的几率是 0.683。 以上的讨论只是理论的探讨，在实际上行不通，因为实际测量中不能测量那么多次，Y 不能得到。 在实际测量中，当 N 较大时往往只测一次，测量结果就表示为 N N ，这又是什么意思呢？ 在实际测量中 N 往往较大，若不够大可延长测量时间使 N 较大。所得结果 N 和多次测量的平均值相 对差别往往不太大，那么σ和 N 之间的相对差别就更小了。于是我们把 N 当作σ，一次测量值表 示为 N N ，含义就相当于 N±σ，这就是说：多次测量平均值 Y（我们把它当作真值）在 N N 之间的几率是 0.683，在 N 3 N 之间的几率差不多是 100%，这就将 Y 所在范围画定了。 核辐射测量的统计误差和其它量的测量误差有本质的区别。我们进行其它量的测量时，即使仪器是 正常的，方法是正确的，每次测量结果也总会产生偶然误差。对这种误差的处理方法和上述的统计误差 的处理方法是类似的，然而在测量其它量比如长度时，被测对象客观存在一个真值 L，误差是由测量中 的偶然因素引起的，而统计误差的问题并不存在一个真值，我们仅仅是将 Y 当作真值而已，它每次测量 值之间的差别不是由测量造成，而是核衰变的统计规律所决定的。两种误差的另一个区别是：长度测量 误差σ大小由测量水平所决定，它可以随测量条件和技术的提高而改善，但统计误差本身却是完全确定 的，它取决于测量结果 N 的大小，即它并不因测量水平的提高而改善。如果将统计误差用相对误差表示， 可写成： N± N = (1 ) N N N = N ) 1 (1 N 可以看出，N 越大，相对误差 N / N =1/ N 就越小，比如 N=100，相对误差为 10%，N=10000， 相对误差为 1/ 10000 =1/100，所以 N 越大测量的准确性越好，因为准确性是由相对误差表示的。 3．本底对测量结果的影响 在测量中，即使不放放射源，计数器也会有一定计数，这是宇宙射线和周围环境的放射性元素引起 的。这种计数叫做本底，本底计数也服从统计规律，其涨落也造成测量中的统计误差。 若在时间 t 内测得本底计数 Nb ，加上放射源后，在相同时间内得计数 Nc ，根据误差理论，完全由 放射源造成的计数 N 的标准误差等于两次测量的标准误差之平方和的平方根（均方根）。 本底计数= Nb Nb （源+本底）计数= Nc Nc 源计数 N= ( ) Nc − Nb Nc + Nb 其相对标准误差 E= c b c b N N N N − + 由此可见，本底计数越大，测得的源的计数 N 的准确度越差。因此，在测量中总是尽量减少本底
这可以将探测器装置于屏蔽室当中, 4.空气中放射性微尘的检测 在正常情况下,空气中始终存在着放射性气体和微尘,它是人类自然环境的一部分。放射性气体主 要是氡气(221n和20Rn),而放射性微尘则是它们的衰变产物附着在空气中的微尘而行成。氡气是 由广泛存在于地表及建筑材料中的铀和钍产生的。同位素23U和232Th,每一种都有一个长衰变链。 铀系:238Ua,234h-B,234Pa-B→234Ua,230ha2kRa_a,22Rn(气体) Po →PoO、24 Pb(稳定 38天 305分 268分 197分 20mB194年 钍系:232Tha>28Ra Ac 8h=,24Rka-g2Rn(气体) 2p Rn- Pb 54.秒0.58秒10.6小时0.5分 210pb(稳定) 上述衰变链的第二、四两行即氢和其衰变子体,其中铀系的22Rn半衰期为3.8天,钍系中的20Rn 半衰期为54.5秒。220Rn又称为钍射气。Rn是惰性气体,可从土壤转移至空气中。虽然地壳中钍含量 高于铀含量,但因22Rn半衰期(38天)大大长于20Rn(545秒),故22Rn能更多地向大气转移。 在空气中钍射气及其子体的总放射性约为氡(22Rn)及其子体的五分之一。空气中存在的以上这些放 射性物质的浓度随地区而不同。在同一地区则与气象情况,昼夜变化,季节变化,地表状态等条件有关。 使用空气抽气泵抽取空气,用特殊滤纸过滤,便将放射微尘截留在滤纸上。取样器上流量计指示出 空气流量升/分,流量乘以抽气时间便得出过滤的空气体积。滤纸上存在的放射性物质有许多种,它们 放出的辐射粒子有a、B,还有γ射线,可以用不同仪器测量和分析,以便得出空气中的浓度和同位素 种类,并能发现核爆炸及核电站事故所造成的空气污染。我们的实验装置(闪烁探测器)只能测出α 粒子的总计数。 单一放射性物质衰变按下列指数衰变 N=Noe d ln2/T 式中N为t时刻的计数,N。为t0时刻的计数,λ是衰变常数,7是半衰期 然而我们的实验中测出的计数是滤纸上多种同位素粒子计数的总和,故不呈现简单的指数关系曲 线。我们将总和计数减少一半所用的时间称为这个空气微尘样的混合半衰期。 实验装置 本实验所用仪器有FJ-367型通用闪烁探头(J306βY型盖革一米勒奇数器),FH-454(FH-408)自 动定标器,放射源等,下面介绍前置放大器和定标器。 前置放大器 般探测器都可看作是内阻很髙的电流信号源,信号较弱不能经受传输过程中的衰减和干扰。因此 探测器往往和前置放大器紧密结合在一起,以便在传输之前就被放大,前置放大器一般是由射极输出器 和一个较简单的放大器相结合,或者仅仅是一个射极输出器,其作用是将探测元件输出的电压脉冲和电
这可以将探测器装置于屏蔽室当中。 4．空气中放射性微尘的检测 在正常情况下，空气中始终存在着放射性气体和微尘，它是人类自然环境的一部分。放射性气体主 要是氡气（ Rn 222 和 Rn 220 ），而放射性微尘则是它们的衰变产物附着在空气中的微尘而行成。氡气是 由广泛存在于地表及建筑材料中的铀和钍产生的。同位素 U 238 和 Th 232 ，每一种都有一个长衰变链。 铀系： U 238 ⎯⎯→ Th 234 ⎯⎯→ Pa 234 ⎯⎯ → U 234 ⎯⎯→ Th 230 ⎯⎯ → Ra 226 ⎯⎯→ Rn 222 (气体) （稳定） 钍系: Th 232 ⎯⎯ → Ra 228 ⎯⎯ → Ac 228 ⎯⎯ → Th 228 ⎯⎯ → Ra 224 ⎯⎯ → Rn 220 (气体) （稳定） 上述衰变链的第二、四两行即氡和其衰变子体，其中铀系的 Rn 222 半衰期为 3.8 天，钍系中的 Rn 220 半衰期为 54.5 秒。 Rn 220 又称为钍射气。Rn 是惰性气体，可从土壤转移至空气中。虽然地壳中钍含量 高于铀含量，但因 Rn 222 半衰期（3.8 天）大大长于 Rn 220 （54.5 秒），故 Rn 222 能更多地向大气转移。 在空气中钍射气及其子体的总放射性约为氡（ Rn 222 ）及其子体的五分之一。空气中存在的以上这些放 射性物质的浓度随地区而不同。在同一地区则与气象情况，昼夜变化，季节变化，地表状态等条件有关。 使用空气抽气泵抽取空气，用特殊滤纸过滤，便将放射微尘截留在滤纸上。取样器上流量计指示出 空气流量升/分，流量乘以抽气时间便得出过滤的空气体积。滤纸上存在的放射性物质有许多种，它们 放出的辐射粒子有α、β，还有γ射线，可以用不同仪器测量和分析，以便得出空气中的浓度和同位素 种类，并能发现核爆炸及核电站事故所造成的空气污染。我们的实验装置（闪烁探测器）只能测出α、 β粒子的总计数。 单一放射性物质衰变按下列指数衰变： t N N e − = 0 λ = ln2/T 式中 N 为 t 时刻的计数， N0 为 0 t 时刻的计数，λ是衰变常数，T 是半衰期。 然而我们的实验中测出的计数是滤纸上多种同位素粒子计数的总和，故不呈现简单的指数关系曲 线。我们将总和计数减少一半所用的时间称为这个空气微尘样的混合半衰期。 三. 实验装置 本实验所用仪器有 FJ-367 型通用闪烁探头（J306βγ型盖革－米勒奇数器），FH-454（FH-408）自 动定标器，放射源等，下面介绍前置放大器和定标器。 1．前置放大器 一般探测器都可看作是内阻很高的电流信号源，信号较弱不能经受传输过程中的衰减和干扰。因此 探测器往往和前置放大器紧密结合在一起，以便在传输之前就被放大，前置放大器一般是由射极输出器 和一个较简单的放大器相结合，或者仅仅是一个射极输出器，其作用是将探测元件输出的电压脉冲和电