§38. Взаимодействие нейтронов с веществом

Нейтрон нейтральная (не обладающая электрическим за­рядом) ядерная частица Jп. Масса нейтрона (т„«1,675Х X 10"^м кг) примерно в 1836 раз больше массы электрона или позитрона и незначительно превышает массу протона. Ней­троны устойчивы только в составе стабильных атомных ядер. Свободный нейтрон — нестабильная частица, распадающаяся на протон (/?), электрон (е^-) и электронное антинейтрино (v_c) с выделением энергии 0,78 МэВ:

о п->р -f е" + v, -f 0,78МэВ.

Среднее время жизни свободного нейтрона т„~16 мин. В ве­ществе свободные нейтроны «живут» еще меньше (в плотных веществах — единицы, сотни микросекунд) вследствие их силь­ного поглощения атомными ядрами.

Из всех видов излучений, используемых в методах радио­метрии скважин, нейтронное обладает наибольшей проникаю­щей способностью, поскольку нейтроны, являясь незаряжен­ными частицами, не взаимодействуют с электронными обо­лочками атомов, не отталкиваются кулоновскнм полем ядра. Свободный нейтрон способен взаимодействовать только с са­мими атомными ядрами, вплоть до самых тяжелых.

Взаимодействие управляется ядернымн силами, которые проявляются при каждом столкновении нейтрона с ядром, и мо­жет привести к рассеянию и поглощению нейтронов, причем по­глощение сопровождается разнообразными ядернымн реак­циями. Исследуя рассеяние и поглощение нейтронов, можно идентифицировать химические элементы и характеризовать их количественное содержание в горной породе. Это делает ней­троны исключительно важным орудием радиометрии сква­жин.

Составное ядро, возникающее при захвате нейтронов, ока­зывается в возбужденном состоянии и распадается различными способами в зависимости от степени возбуждения, которая оп­ределяется энергией налетающего нейтрона. В связи с этим все нейтроны условно делятся на несколько энергетических групп: холодные (0,001 эВ), тепловые (0,025 эВ), медленные (0,5 эВ), резонансные (0,5—10^ эВ), промежуточные (10*—10⁵ эВ), бы­стрые (10^Г|—10⁸ эВ). Нейтроны с энергией выше 0,025 эВ назы­ваются надтспловым и.

Связь между энергией нейтронов Е_п (эВ) и их скоростью (см/с), длиной волны /.п (см), температурой по шкале Кель­вина Т (К) определяется следующими соотношениями: Vn — = 1,38-10«Й'⁵; *„ = 2,86-10^вЕ^; Т = 1,16-10*Е„.

Наиболее существенными процессами, протекающими при взаимодействии нейтронов с горной породой, являются иеупру- гос рассеяние, упругое рассеяние на ядрах элементов и погло­щение (захват) ядрами элементов, слагающих горную породу, с испусканием, как правило, других частиц.

Рассеяние может быть неупругим и упругим. При неупру­гом рассеянии нейтронов ядро не меняется, но приходит в возбужденное состояние. Затем ядро отдачи переходит в ос­новное первоначальное состояние с излучением гамма-квантов. Неупруго рассеянный нейтрон в результате этого взаимодей­ствия отдает часть своей кинетической энергии, равной энергии возбуждения ядра отдачи. Ядерная реакция неупругого рассея­ния записывается в виде (л, п', -у)-

Неупругое рассеяние — пороговая реакция. Энергия порога, равная энергии первого возбужденного уровня ядра, уменьша­ется с ростом массового числа А от нескольких миллионов элек­трон-вольт до 100 КэВ. Следовательно, неупругос рассеяние нейтронов происходит только при взаимодействии быстрых ней­тронов с веществом и преимущественно на тяжелых ядрах эле­ментов. Необходимо отмстить, что на ядрах водорода невоз­можно неупругос рассеяние нейтронов, поскольку водород не образует составного ядра. Когда энергия нейтронов становится меньше 0,1 МэВ, неупругос рассеяние практически прекраща­ется, и дальнейшее замедление нейтронов происходит путем уп­ругих столкновений.

При упругом рассеянии между нейтроном и ядром происходит перераспределение кинетической энергии без изме­нения внутреннего состояния ядра, в результате чего быстрый нейтрон теряет часть своей энергии и рассеивается под некото­рым углом к первоначальному направлению своего движения. Если кинетическая энергия нейтрона больше кинетической энер­гии ядра, то рассеянный нейтрон замедляется, а ядро ускоря­ется, и наоборот. Сечение упругого рассеяния большей части веществ зависит от энергии нейтрона только в быстрой обла­сти, а в тепловой и промежуточной областях практически по­стоянно. Величина потерн энергии электроном зависит от тнпа_ч столкновения нейтрона и ядра, а также от массы бомбардируе­мого ядра. Максимальная потеря энергии нейтроном происхо­дит при центральном столкновении его с ядром, особенно при малом массовом числе А ядра. Так, при центральном столкно­вении с ядром водорода (Л=1) нейтрон теряет всю энергию, поскольку массы ядра водорода и нейтрона равны. Меньше энергии нейтроны теряют при нецентральных столкновениях с ядрами элементов. Благодаря большому сечению рассеяния и большой потере энергии нейтрона при соударении с водородом последний является аномальным замедлителем нейтронов.

В горных породах чаще всего происходит упругое рассеяние быстрых нейтронов на ядрах легких элементов. Легкие веще­ства, имеющие малые массовые числа, а следовательно, обладающие наибольшей замедляющей способностью быстрых нейтронов, являются замедлителями. Наилучшие замедли­тели быстрых нейтронов — среды с высоким водородосодержа- нием.

Поглощение нейтронов сопровождается испусканием про­тона р, а-частицы, двух-трех нейтронов или гамма-квантов, т.с. оно происходит в реакциях (п, р), (п, и), (п, 2п), (п. у) и т. д. Реакции поглощения нейтронов типа (п, р), (п, а) и (п, 2п) — пороговые и протекают, как правило, при Я„>2-=-5 МэВ. В гор­ных породах при энергии используемых нейтронов с большей вероятностью происходит захват нейтронов по реакции (п, у), при которой возбуждение ядра снимается путем испускания яд­ром мгновенного гамма-излучения. Реакция типа (/г, -у) назы­вается радиационным захватом нейтрона элемен­том-поглотителем.

Радиационный захват в принципе возможен на ядрах почти всех элементов независимо от энергии нейтронов. Однако наи­более вероятен этот процесс для медленных и особенно для теп­ловых нейтронов и подчиняется закону 1 /и_п. Возможность ра­диационного захвата увеличивается с уменьшением энергии нейтронов. Это можно объяснить тем, что медленный нейтрон сравнительно долго находится вблизи ядра, следовательно, возрастает вероятность захвата его ядром.

Реакция (п, -у) наиболее типична для полностью замедлив­шихся нейтронов. Энергия их соизмерима с энергией теплового движения атомов и молекул. Такие нейтроны являются тепло- вы м и. Средняя энергия тепловых нейтронов при температуре 20 °С составляет 0,025 эВ. Тепловые нейтроны вызывают реак­цию (п, у) на ядрах всех элементов, за исключением гелия. Ано­мальные поглотители тепловых нейтронов — кадмий, хлор, бор, литий и др.

В надтспловой области, т. е. в диапазоне энергии от долей до нескольких сотен электрон-вольт, сечения поглощения для ряда элементов характеризуются наличием резонансов. Это оз­начает резкое увеличение вероятности реакции (п, у) для ней­тронов с определенной энергией. Такие нейтроны называют ре­зон а и с и ы м и.

Радиационный захват нейтронов сопровождается испуска­нием одного или нескольких гамма-квантов разной энергии (до 10 МэВ), причем каждый элемент имеет свой собственный энер­гетический спектр, который может быть использован для опре­деления элементного состава горных пород. В большинстве слу­чаев остаточное ядро, сформированное в результате реакции (п, у), радиоактивно. По периоду полураспада и гамма-излу­чению, сопровождающему распад, удается определить исход­ное ядро, участвовавшее в реакции (п, -у), т. е. идентифициро­вать исходный химический элемент. Следует иметь в виду, что взаимодействие нейтронов с ядрами какого-либо элемента не зависит от того, с какими другими элементами они химически связаны, т. е. от химического соединения элементов.

Таким образом, нейтроны, испускаемые источником быстрых нейтронов и попавшие в горную породу, относительно быстро (за 10^-4—10 ⁵ с) замедляются в результате упругих и ча­стично неупругих соударений. Большая часть нейтронов избе­гает поглощения в области высокой энергии и захватывается ядрами по реакции радиационного захвата (п, у), уже имея очень малую энергию (около 0,025 эВ).

Вероятность взаимодействия нейтронов с ядрами характе­ризуется полным нейтронным сечением о„, равным сумме сече­ний рассеяния а„,₍ и поглощения а_пп нейтронов

о_п(Е) = о_пр{Е)+о_пп(Е).

П

(ПО)

олное ссченне представляет собой эффективную площадь ядра, которая обычно больше его геометрического сечения. За­висимость сечений от энергии нейтронов может быть очень сложной. Кроме того, сечения зависят и от сорта ядер. При дан­ной энергии на одних ядрах преобладает рассеяние нейтронов, а на других — поглощение.

Величины о,_ф и а_пп в формуле (ПО) относятся к единич­ному ядру, поэтому их называют микроскопическим и сечениям и. На практике обычно пользуются макроско­пически м и сечения м и 2, которые измеряются в санти­метрах в минус первой степени и учитывают общее количество атомов данного сорта N в 1 см³ вещества:

2„р(£) = о„„(£)Л/.

Соответственно полное макроскопическое сечение 2(£),-2_лрГ£)-Ь2_яп(£).

Полное макроскопическое сечсннс горной породы легко вы­числить, если известен се химический состав:

2. (Е) %10_п{(Е) N1,

где о_П((Е) — полное микроскопическое сечение для ядер /-го сорта; ДО,-— число /-х ядер в 1 см³, причем суммирование ве­дется по всем химическим элементам и их изотопам.

Массовые_нейтроиные сечения рассеяния и поглощения

2. *,р 2_Пр/6, 2„п = 2_лп/6, где 6 — плотность среды. Полное ней­тронное макроскопическое ссченне 1(Е)—основная нейтрон­ная характеристика породы.

В конечном счете распределение нейтронов в среде, т. с. плотность нейтронов на различных расстояниях от источника, зависит от энергии нейтронов, нейтронных свойств среды, массы ядер составляющих элементов и сечения различных процессов взаимодействия при разных энергиях нейтронов. Так, для то­чечного источника быстрых нейтронов с фиксированной началь­ной энергией плотность нейтронов п, достигающих скорости V„ на расстоянии г от источника, в безграничной однородной среде определяется замедляющими свойствами последней и описыва­ется выражением

а плотность тепловых нейтронов зависит от замедляющих и по­глощающих свойств среды н описывается формулой

с

(Н2)

хр (— г/и) — схр (/уХд)

г

которая в случае принимает вид

^(г)« <*21 txH_rr/L.) _(ПЗ)

4. n(Ll-Ll)

где Q — мощность источника, измеряемая числом нейтронов, испускаемых им за 1 с; | = 1п£_л0——параметр замед­ления (£_п о, Е_п — энергия нейтрона до и после соударения с по­коящимся ядром); L₃ — длина замедления нейтронов до тепло­вой энергии; L_a — длина диффузии тепловых нейтронов; т« _т — среднее время жизни тепловых нейтронов.

Произведение £2_Пр в выражении (111) называется замед­ляющей способностью среды. Замедляющая способ­ность горных пород определяется их водородосодержаипсм (со­держанием водорода в единице объема), что связано с большой потерей энергии нейтронами прн столкновении с ядрами водо­рода. Некоторую роль играют также другие элементы (берил­лий, углерод) благодаря их большой замедляющей способности при высоких энергиях нейтронов. Данный эффект особенно за­метен прн низком водородосодержаннн (низкой пористости) пород. Это позволяет разделять лнтологнческие разности пород по замедляющей способности их нейтронов.

Поглощающая способность горных пород зависит от мак­роскопического сечения поглощения 2(£) и в конечном счете оп­ределяется величинами т«_т и L_A. Поглощающая способность резко повышается прн насыщении породы высокоминералнзо- ванной водой, в состав которой входит хлор, обладающий боль­шим ссченнсм поглощения тепловых нейтронов a_T.nci = = 33 • 10^-28 м², т. е. в 100 раз больше, чем у атомов водорода. Повышается поглощающая способность породы также при на­личии в ней других элементов с большим сечением поглощения (бора, железа, марганца и др.), даже если содержание их мало.

И как следствие, замедляющая и поглощающая способно­сти горных пород определяют пространственное распределение нейтронов в исследуемой среде но энергиям в последовательно разные времена их жизни [см. формулы (111) — (113)].

Нейтронными методами радиометрии скважин как раз и ис­следуют пространственное распределение нейтронов в различ­ных стадиях их взаимодействия с горной породой: нейтронный метод по надтепловым нейтронам — в стадии окончания замед­ления быстрых нейтронов, нейтронный метод по тепловым ней­тронам— в процессе термолизацин и диффузии тепловых ней­тронов, нейтронный гамма-метод — в процессе захвата тепло­вых нейтронов. Вследствие этого закономерности последующего распределения во времени нейтронов во многом зависят от за­кономерностей предшествующих взаимодействий нейтронов с горной породой. Таким образом, в ряде случаев эти законо­мерности для всех нейтронных методов остаются примерно оди­наковыми.

В природе ие существует естественных радиоизотопов, ко­торые непосредственно излучали бы нейтроны, исключая неко­торые изотопы тяжелых элементов при спонтанном делении и короткоживущне изотопы, испускающие запаздывающие ней­троны. Однако имеются ядерные реакции, с помощью которых нейтроны получаются косвенно.

Образование нейтронов происходит в результате реакций по­глощения типа (а, п) или (у, п) ядрами некоторых элементов (мишени) альфа-частиц или гамма-квантов, испускаемых ра­диоактивными изотопами (излучатели).

В источниках, основанных на реакции (а, п), образование нейтронов происходит по следующему принципу. Например, ядро бериллия, используемое в качестве мишени, поглощая альфа-частицу ( ‘ Не), испускаемую излучателем, превращается в ядро углерода с выделением некоторой энергии (экзотермиче­ская реакция). В результате образуется нейтрон:

<Ве + ¡Не 6²С + ¿л + Е.

Возникновение нейтронов в источниках, основанных на ре­акции (у, п) и часто в практике называемых фотонентроннымн источниками, происходит в результате пороговых эндотермиче­ских реакций, например

?Ве |-7->5Ве - оп -Е.

Этн реакции имеют практическое значение — на них осно­ваны небольшие портативные нейтронные источники (табл. 3).

В источниках быстрых нейтронов в качестве альфа-излуча­теля используют полоний, плутоний, радий, америций, актиний, а в качестве мишени — бериллий или бор. В фотоиейтронных источниках нейтронов мишенью является бериллий или дейте­рий, гамма-излучателями — радиоизотопы радия, натрия, сурь­мы, лантана, иттрия и др.

Источник нейтронов представляет собой чаще всего порош­кообразную смесь альфа- или гамма-нзлучатсля с мишенью, упакованную в герметически запаянную ампулу, которая за­щищена латунным кожухом. Источники испускают нейтроны сложного энергетического состава. Скорость распада ампуль­ных источников нейтронов определяется периодами полурас­пада альфа- или гамма-излучателей. Ампульные источники характеризуются выходом нейтронов при одном и том же со­держании препарата альфа- или гамма-излучателя и вещества мишени, который во многом зависит от способа их приготов­ления.

В радиометрии скважин наибольшее практическое примене­ние имеют полоний-бериллневые (Ро + Ве) и плутоний-берил- лиевые (Ри-гВе) источники быстрых нейтронов. У раднй-бс- рнллиевых и радий-борных источников есть существенный недостаток — высокая интенсивность гамма-излучения, сопро­вождающего выход каждого нейтрона. У полонисво-бериллиевых

ч

*

&

2

о г.

§

о

я =

N С-

<0 (О

о	г-
С	го*	V г
—	О
|		СО
Г»		О
<о	<2,

со

<о

« к §

* Я =25

О о

_	со	_а	_	со	сч
00	о	—•	—		ю
•ч*	Г'	о			со
				г>.	г-~
со	<м	оа	о	сч	С".
со	о	о		00
о	о	о	о	о	о

2

о

1ч

с*

Основные характеристики некоторых стационарных источников быстрых нейтронов

о

СО

ей

о ей

‘-ж Л с

.<2 ^

сс

= са =са

Оц23 л »о л —•

о о

ей сс ю

+ + i

п ⁼ »=« 8* 5°’

г- 2 = О.

и =

-2 о ■^<-

54

п ~ ,₌ ео

О ..

I^ю* 1° г =

б§-

о

о.

о

о.

1§ о ^ §«-„ им

о

£

о

н*

г

с

с'

С

=

и со

У У

г* *4

“с

⁴ *9"

У

о

Сй

22 Сй Сй

~

4)

Сй

8,

о

СС

8,

й>

Сй

8^

о

ей

о;

О

+

С X

ь о

о	О)	о	о	а*	о	41	а»	о	о
ей	Сй	Сй	Сй	ей	ей	сй	со	Сй	сй
+	+	+	+	Нг	Н~	+	+	1 т	+
о	те	з	Е	о	о	то	х>	<ч	сс
а		си	<	<	а	2:	</)		к

сз

+

х:

Н

<и	с»	о
Сй	ей
	«
~	в	к
р-		р!
о	и
Сй е>	Сй о»	Сй в»

2* о о

о

= о

'Л р.

2 5

Е °

1. §

<- г-

<Ь* =

х 5

2. я £ с 5 *

£ н -5 к

¡1

ёз

В. л

⁼ ^

источников выход сопровождающего гамма-излучения на че­тыре порядка ниже, чем у раднй-бернллневых. С этой точки зрения еще более перспективно применение плутониевых источ­ников, у которых гамма-фон практически отсутствует.

Ампульные нейтронные источники имеют и другие недо­статки, снижающие эффективность радиометрических исследова­ний скважин: опасность облучения обслуживающего персонала, немонохроматнчность энергетического спектра и относительно малая энергия испускаемых нейтронов, изменение выхода нейтронов во времени вследствие радиоактивных препара­тов, трудность создания в скважине нестационарных нейтрон­ных полей. От большей части перечисленных недостатков сво­бодны скважинные генераторы нейтронов, которые применя­ются в геофизике в качестве источников быстрых нейтронов. В скважинных генераторах нейтронов используются ядерные реакции, возникающие при бомбардировке мишени, которая представляет собой один из легких элементов (дейтерий, берил­лий и др.), потоком быстрых дейтронов (1, получаемых ионнза- цией газообразного водорода ²Н и ускоренных в нейтронной трубке. Чаще всего используют реакции */+³Ы->⁴Нс+ 4-17,588 МэВ или ¿4-²Н->-³Не + ¿я+3,266 МэВ. При этом по­лучается почти моиоэнергстнчсскнй спектр с энергией нейтро­нов 14,1 МэВ в первом случае и 2,45 МэВ — во втором. Пре­имущественное применение нашли скважинные генераторы нейтронов ³И(^, я)⁴Нс. Достижимая мощность генераторов нейтронов составляет 10⁷—10¹⁰ нсйтр./с. Генераторы нейтронов могут работать в непрерывном и импульсном режимах.