5.2.3. Источники γ-излучения.

Рассматривая радионуклиды, как гамма-излучатели, следует отметить, что по природе образования фотонов их можно разделить на две категории: гамма-излучение ядер и гамма-излучение при атомных переходах.

Гамма-излучение ядер

Излучение γ-кванта является основным процессом освобождения ядра от избыточной энергии, при условии, что эта энергия не превосходит энергию связи нуклона в ядре. Образование фотонов в ядре происходит только под действием электромагнитных сил и сопровождается перераспределением в ядре либо электрического заряда (электрические переходы), либо магнитных моментов (магнитные переходы). При этом изменяется или переориентируется спин ядра или его составляющие. В любом случае испускание радионуклидом γ–квантов с дискретным набором энергий обусловлено γ-переходами с одного энергетического уровня ядра на другой. Энергетические спектры испускаемых γ-квантов определяются схемой распада радионуклида и могут быть моноэнергетическими, например, у ¹³⁷Cs, испускающего γ-кванты с энергией 0,662 МэВ, и содержащими сотни дискретных энергий, например у ²²⁶Ra с его дочерними продуктами распада. Диапазон энергий испускаемых γ-квантов простирается от десятков кэВ до примерно 3 МэВ.

Гамма-излучения при атомных переходах, являющееся сопутствующим в источниках электронов и β – частиц, подробно описано выше.

Мощность источника γ-квантов определяется его активностью, которая может изменяться от десятков до 10²⁰ Бк. Временные параметры распада радионуклидов тоже находятся в широких пределах: от короткоживущих с периодами полураспада от долей секунды до долгоживущих с периодами полураспада до нескольких миллиардов лет.

5.2.4. Источники нейтронов.

К радионуклидным источникам нейтронов можно отнести два типа источников: источники спонтанного деления ядер и нейтронного распада и источники, в которых нейтроны получают путем облучения мишени различного вида излучениями радионуклидов. Последние источники отсутствуют в естественных условиях и требуют специального приготовления с использованием искусственных радионуклидов. В отличие от выше приведенных источников излучений характеристикой источников нейтронов обычно является мощность источника, определяемая числом нейтронов, испускаемых источником в единицу времени.

Источники спонтанного деления ядер - есть результат радиоактивных превращений искусственных радионуклидов, относящихся к трансурановым элементам, в которых происходит спонтанное деление ядра на осколки с испусканием нейтронов. Спонтанное деление могут испытывать только ядра, содержащее большое количество протонов, а именно, для которых выполняется условие: Z²/A> 45 , где Z — число протонов, а A — общее число нуклонов. Для ядер таких элементов как уран и торий спонтанное деление является очень редким процессом; их ядра намного чаще распадаются другими путями. С увеличением показателя Z²/A >100 доля спонтанно делящихся ядер растёт. К таким можно отнести некоторые изотопы Pu, Cm, Cf.

Характеристики спонтанного деления в виде периодов полураспада при спонтанном делении и числа делений в секунду в 1 кг вещества приведены в табл.5.1.

Таблица 5.1.

Скорость спонтанного деления тяжелых ядер.

нуклид	232 Th	233U	235U	238U	239Pu	240Pu	252Cf
Т1/2, год	1,4·1018	3,0·1017	16·1017	8,0·1015	5,5·1015	1,2·1011	86
Число дел./ с кг	0,04	0,2	0,3	7	10	4,6·105	2,5·1012

В настоящее время получили большое распространение источники нейтронов, использующие спонтанное деление ²⁵²₉₈Cf, получаемого на ускорителях и ядерных реакторах, дающие большой удельный выход нейтронов ~ 2,5х10⁶ нейтр./с на 1 мг ²⁵²Cf. Среднее число мгновенных нейтронов на деление составляет 3,78 с небольшим выходом сопутствующего фотонного излучения. Максимальная мощность таких источников может достигать примерно 10¹² с^-1. Энергетический спектр нейтронов источника - сплошной, с максимумом при энергии нейтронов около 0,8 МэВ и средней энергией 2 МэВ, по внешнему виду мало отличающийся от спектра вынужденного деления ядер урана и плутония (см. рис.5.8). Период полураспада ²⁵²Cf по отношению к спонтанному делению равен 86 годам.

Рис.5.8. Энергетическое распределение нейтронов ²⁵²Cf-источника.

Нейтронный распад. В отдельных случаях, когда энергия возбужденного ядра превышает энергию связи нейтрона в ядре, составляющую 8-10 МэВ, может происходить распад ядра с выделением нейтрона. Испускание нейтрона приводит к уменьшению массового числа вторичного атома на единицу. Например:

₇N¹⁷ = ₀n¹ + ₇N¹⁶ → ₈O¹⁶ +  + . (5.24)

К этой категории источников нейтронов можно отнести источники запаздывающих нейтронов, которые представляют собой радионуклиды, обогащенные нейтронами, в которых энергия возбуждения превышает энергию связи нейтрона в ядре. Образующиеся в процессе деления тяжелых ядер эти радионуклиды, имеющие периоды полураспада в пределах нескольких минут, как отдельные радионуклидные источники нейтронов не используются. Более подробно характеристики запаздывающих нейтронов описаны в § 5.3.

Второй тип получения нейтронов с помощью радионуклидных источников основан на ядерных реакциях (α,n) и (γ,n), приводящих к образованию нейтрона, когда в качестве α, γ –излучателей используются естественные или искусственные радионуклиды.

(α,n) –источники нейтронов дают нейтроны при захвате α-частицы, испускаемой α-источником, в качестве которого используют Am, Ро, Рu, Ra, мишенью из Ве, В, Li, F. Обычно источники представляют гомогенную смесь материалов излучателя и мишени и характеризуются активностью, определяемой активностью α-излучателя. Для каждого источника дается число нейтронов, испускаемых на единицу активности α-излучателя, или, как в табл.5.2, выход нейтронов на 1 г α-излучателя. Характеристики часто используемых (α,n)-источников приведены в табл.5.2.

Таблица 5.2.