5.4.3. Источники нейтронного излучения.

Ядерный реактор, как источник нейтронов. Деление ядер может осуществляться под действием различных элементарных частиц (нейтронов, протонов, альфа-частиц и др.) или фотонов, несущих значительную энергию. Делению подвержены в основном тяжелые ядра. Наибольшее практическое значение из всех известных реакций деления имеют реакции под действием нейтронов. Одним из условий деления возбужденного ядра, образующегося при захвате нейтрона, является превышение энергии возбуждения некоторого порога — критической энергии Е_кр, т.е. Е + Е_св > Е_кр, где Е - кинетическая энергия налетающего нейтрона, а Е_св - энергия связи нейтрона в составе ядра. Для изотопов ²³¹Pa, ²³²Тh, ²³⁷Np и ²³⁸U и др. Е_кр > Е_св, поэтому для их деления необходимы нейтроны с большой кинетической энергией (Е >1 МэВ), или быстрые нейтроны. В то же время для ²³³U, ²³⁵U, ²³⁹Pu и ²⁴¹Pu Е_св > Е_кр. Такое соотношение объясняет способность указанных изотопов делиться на тепловых нейтронах; такие нуклиды называют делящимися.

В общем виде реакцию захвата нейтрона, образования составного ядра и последующей реализации его возбужденного состояния, например, ²³⁵U можно записать в следующем виде:

₉₂ ²³⁶U + γ

(поглощение без деления -10 – 15%)

_{9 2}²³⁵U + ₀¹n ₉₂²³⁶U

(5.35)

_z1^A1X + _z2^A2Y + γ + β +2,43 ₀¹n +ν

(деление – 85-90%)

При делении тяжелых ядер наряду с осколками деления _z1^A1X , _z2^A2Y образуется несколько вторичных нейтронов. Например, при делении урана чаще образуется два новых нейтрона (до 30%), реже один, три или даже четыре нейтрона (до 25%). В отдельных актах деления вторичные нейтроны вообще не образуются (до 10%).

Важным моментом, определяющим возможность развития цепной реакции деления, является среднее число вторичных нейтронов ν, приходящихся на 1 акт деления. В табл.5.4 приведены значения ν для основных делящихся нуклидов при делении тепловыми и ²³⁸U быстрыми нейтронами.

Таблица 5.4.

Число вторичных нейтронов на 1 акт деления

Нуклид	233U	235U	238U	239Pu	241Pu
ν	2,50	2,43	2,9	2,89	2,99

Все нейтроны деления подразделяются на мгновенные и запаздывающие.

Мгновенные нейтроны, составляющие более 99% общего числа, испускаются через 10^–15 с после начала деления, т. е. практически мгновенно. Оставшаяся часть нейтронов (менее 1%) выходит с задержкой от десятых долей секунды до примерно минуты и даже несколько больше. Эти нейтроны относят к запаздывающим. Энергия запаздывающих нейтронов оказывается почти в два раза меньше энергии мгновенных нейтронов.

В пределах интервала энергий от 0,1 до 18 МэВ распределение нейтронов деления по энергиям близко к максвелловскому и приведено на рис.5.13.

Для точного описания спектра нейтронов деления используется формула:

n(E)=a·sh ·exp(-E/c) (5.36),

Рис.5.13. Спектр нейтронов деления ²³⁵U тепловыми нейтронами.

коэффициенты которой предлагаются разными авторами следующими:

константы Крэнберга:

a=0,453; b=2,29; c=0,965;

константы Уатта-Фэзера:

а=0,484; b= 2; c=1.

Представленные формулой (5.36) спектры нейтронов деления нормированы на 1 нейтрон деления, а энергия Е выражена в МэВ.

При делении ²³⁵U тепловыми нейтронами средняя энергия мгновенных нейтронов деления близка к 2 МэВ, а максимум распределения приходится на 0,7 МэВ. Считается, что спектр нейтронов деления простирается до 10 МэВ, т.к. вклад более высокоэнергетичных нейтронов очень мал. В низкоэнергетической части спектра вклад нейтронов с энергией ниже 0,05 МэВ составляет менее 0,5%.

Энергетический спектр нейтронов деления зависит от энергии нейтронов, вызывающих деление, и делящегося материала. Однако это различие невелико и часто на практике используются спектры нейтронов деления ²³⁵U тепловыми нейтронами, описываемые выше приведенной формулой. Для оценки спектров мгновенных нейтронов деления, испускаемых разными делящимися материалами, используется упрощенная формула Крэнберга:

n(E)=С exp (-3E/(2 )) (5.37)

с полученными экспериментально значениями нормировочного множителя С и средней энергией спектра , приведенными для разных делящихся нуклидов в табл.5.5.

Таблица 5.5.