Непрореагировавшая часть ядерного заряда

В качестве ядерного горючего (как основного, так и вспомогательного) атомных и термоядерных (в том числе и специальных) боеприпасов исполь­зуются такие трансурановые элементы, как уран-233, уран-235, плутоний-239. В боеприпасах, выполненных по схеме деление – синтез – деление, для увеличе­ния количества образующихся ПЯВ ряд конструктивных элементов (напри­мер, оболочку) изготавливают из материалов, ядра атомов которых делятся под действием быстрых нейтронов (например, из урана-238).

В процессе взрыва из-за его скоротечности успевают распасться на ос­колки лишь порядка 1 – 2% атомов ядерного горючего. Остальная масса ядер­ного горючего остается непрореагировавшей. Эта часть горючего, как и дру­гие элементы конструкции, переходит в парообразное состояние с после­дующей конденсацией в виде радиоактивной пыли.

Радионуклиды урана-233, -235, -238 и плутония-239 могут претерпевать два вида радиоактивного распада: спонтанное деление и альфа-распад.

Результатом спонтанного деления является образование новых радио­нуклидов с меньшими массовыми числами, сопровождающееся испусканием нейтронов и гамма-квантов.

Альфа-распад протекает по схеме:

(1.59)

где А – исходный радионуклид с порядковым номером z и массой m;

В – дочерний радионуклид с порядковым номером z – 2 и массой m – 4.

Следствием данного процесса является возникновение нового радио­нуклида и потоков гамма-квантов и альфа-частиц. Альфа-распад характеризу­ется достаточно большими периодами полураспада, вследствие чего удельная альфа-активность каждого из радионуклидов ядерного горючего относитель­но невелика.

Энергии испускаемых при альфа-распаде гамма-квантов и их квантовые выходы малы. Максимальная средняя энергия гамма-из­лучения, приходящая­ся на один распад урана-235, составляет всего 135 кэВ. По этой причине гам­ма-излучение непрореагировавшей части ядерного горючего не учитывается при рассмотрении гамма-поля над радиоактивно зараженной местностью.

Альфа-излучение радионуклидов имеет энергию в интервале 4 – 5,156 МэВ. Присущая альфа-частицам наибольшая по сравнению с други­ми видами излучений ионизирующая способность определяет особую их ра­диобиологическую опасность и соответственно опасность испускающих их при распаде радионуклидов. В наибольшей мере радиационная опасность данных радионуклидов проявляется при их попадании внутрь биоорганизма. В связи с этим устанавливаются весьма жесткие допустимые нормы загрязне­ния ими воздуха и воды.

Радиоактивные продукты деления ядерного горючего

При взрыве атомного боеприпаса происходит мгновенное деление ядер его горючего (урана-235, плутония-239), а при взрыве термоядерного – до­полнительно и ядер урана-238 быстрыми нейтронами (Е_н ≈ 14 МэВ), возни­кающими в реакциях синтеза. В результате этого образуется примерно 70 ра­дионуклидов химических эле­ме­нтов, расположенных в средней части Перио­дической системы Д.И. Менделеева. Перечень возникающих при взрывах атомного и термоядерного боеприпасов осколков деления включает в себя практически одни и те же радионуклиды, независимо от вида делящегося ядерного горючего (уран-233, -235, -238 или плутоний-239). Принципиальное отличие при этом продуктов деления друг от друга проявляется лишь в вели­чинах абсолютных кумулятивных выходов возникающих радионуклидов. На­пример, выход сурьмы-125 и цезия-137 при делении урана-235 нейтронами спектра деления составляет 0,075% и 6,17%, а нейтронами синтеза с энергией 14 МэВ – 1,42% и 4,85% соответственно.

Каждый из возникших осколков деления в дальнейшем претерпевает в среднем три акта радиоактивного распада с образованием новых радионукли­дов. Вследствие этого к часу после взрыва (время, прошедшее после взрыва, называют возрастом ПЯВ) их количество увеличивается примерно до 130. Всего же в продуктах деления зарегистрировано около 200 радионуклидов с периодами полураспада от долей секунды до нескольких десятков лет. Из них 30 – 32% имеют период полураспада до одного часа, 26 – 28% – до одних су­ток, 32 – 34% – от одних суток до одного года и 5 – 6% – более одного года.

Заметим, что указанное распределение продуктов деления по периодам полураспада обусловливает и вполне определенный характер изменения во времени их активности, а именно – каждое семикратное увеличение возраста ПЯВ приводит к уменьшению их активности примерно в десять раз.

Например, если значение активности осколков через 1 ч после взрыва взято в качестве начального А_0, то через 7 ч оно понизится в десять раз до 0,1 А₀, а примерно через двое суток составит 0,01А₀. Такое изменение во времени активности продуктов деления получило название закона радиоактивного распада и аналитически выражается формулой:

A_t = A₀ · (t/t₀)^–n, (1.60)

где А₀ – начальное значение активности ПЯВ на время t₀;

А_t – актив­ность на время t после взрыва;

n – коэффициент спада активности. Для про­дуктов ядерного взрыва n = 0,9 – 1,7; среднее значение n принимают равным 1,2.

Из названного выше количества осколков деления, образующихся при ядерном взрыве, основной вклад в общую их активность в каждый данный момент времени вносят 10 – 30 радионуклидов. Лишь спустя три года после взрыва характер радиоактивного заражения местности будет определяться распадом 1 – 3 изотопов.

Радиоактивное загрязнение окружающей среды при ядерных взры­вах в региональном и глобальном масштабах в наибольшей ме­ре определяют ра­дионуклиды: стронция (-89, -90, -91), циркония (-95, -97), ниобия-95, рутения (-103, -106), сурьмы-125, йода (-131, -132), теллура-132, цезия-137, бария-140, лантана-140, церия (-141, -144), празеодима-144. Эти же радионуклиды играют существенную роль и в определении характера радиоактивного заражения местности.

Данные радионуклиды претерпевают бета-распад, сопровождающийся испусканием бета-частиц и гамма-квантов. Исключение составляют лишь стронций-90 и рутений-106, являющиеся чисто бета-излучателями. Для объ­ективности необходимо заметить, что среди осколков деления есть и другие (например, иттрий-91) чисто бета-излучатели, но их количество невелико (примерно 4% от общего числа осколков мгновенного деления).

Соотношение бета-частиц и гамма-квантов имеет величину около еди­ницы при возрасте до 5 сут. В последующем оно увеличивается и достигает к сотому дню значения, равного 2,2 – 2,5.

Испускаемые при распаде осколков деления гамма-кванты имеют энер­гию от нескольких десятков кэВ и выше. Например, распад ядер теллура-125 и церия-144 сопровождается вылетом наряду с другими и гамма-квантов с энергиями 27 кэВ и 39 кэВ соответственно. Максимальная энергия гамма-излучения осколочных радионуклидов примерно равна 5 МэВ (рубидий-88 – Е = 4,87 МэВ). Однако необходимо иметь в виду, что максимум плотности потока осколочного гамма-излучения радиоактивно зараженной местности при­ходится на интервал энергий от 0,05 до 3 МэВ. Доля гамма-квантов с энергиями вне этого интервала значений составляет не более 5 – 10% от их общего числа, причем вклад высокоэнергетичных (с Е > 3 МэВ) гамма-квантов в суммарный поток гамма-излучения не превышает 1 – 2%.

Радионуклиды продуктов деления являются источниками бета-частиц с граничными значениями энергий Е_max от нескольких десятков кэВ до не­скольких МэВ. Например, E_max рутения-106 составляет 39,4 кэВ, а галлия-76 и рубидия-88 – 6,0 и 5,177 МэВ соответственно. Отсюда следует, что спектр суммарного бета-излучения собственно осколков деления, возникающих при ядерном взрыве, является непрерывным и простирается от нуля до несколь­ких (5 – 6) МэВ.

Как отмечалось выше, радионуклидный состав осколков деления пре­терпевает непрерывные изменения по мере увеличения возраста ПЯВ. Поэто­му величины средних энергий бета- и гамма-излучений, испускаемых продук­тами деления, являются функциями времени, прошедшего после взрыва.

Установлено, что средняя энергия гамма- и бета-излучений смеси про­дуктов деления в практически значимом для войск интервале времени не пре­вышает 0,9 и 0,7 МэВ соответственно. В частности, максимальное значение 0,9 МэВ средняя энергия гамма-излучения принимает спустя 2 часа после взрыва, т.е. практически к моменту окончания формирования зон РЗМ. При возрасте 2 – 5 сут и 2 – 3 года она понижается до величины примерно 0,5 – 0,55 МэВ. Подобный же характер изменения имеет и средняя энергия бета-излучения. Для инженерных расчетов на период до одного года принимают средние энергии бета- и гамма-излучений осколков деления равными 0,3 – 0,4 и 0,6 – 0,7 МэВ соответственно.

Взаимодействие ионизирующих излучений РЗМ с веществом

При распространении ионизирующих частиц в окружающей среде в си­лу действия кулоновских, электромагнитных и ядерных сил происходят эле­ментарные акты их взаимодействия с микрочастицами (электронами, ядрами или атомами в целом) вещества. В результате каждого акта взаимодействия теряется какая-то часть энергии ионизирующей частицы. Следствием этого является ослабление излучения средой, изменение его энергетических и спек­тральных характеристик.

Величина теряемой при взаимодействии энергии может случайным об­разом изменяться практически от нуля до полной начальной энергии ионизи­рующей частицы. Она определяется типом взаимодействия, который, в свою очередь, зависит от вида ионизирующей частицы, ее энергии, состава и свойств среды. Существенно принципиальные отличия друг от друга имеют процессы взаимодействия с веществом заряженных частиц, нейтронов и гам­ма-квантов. В связи с этим взаимодействие каждого из данных трех типов иони­зирующих излучений с веществом рассматривается отдельно. Ранее было рассмотрено взаимодействие гамма-квантов и нейтронов с веще­ством. Поскольку на РЗМ помимо гамма-излучения присутствуют бета- и альфа-излучения (заряженные частицы), представляется целесообразным рас­смотреть процессы их взаимодействия с веществом.

Альфа-излучение представляет собой поток положительно заряженных ядер атомов гелия. Ка­ждый из них имеет в своем составе два протона и два нейтрона, обладает двойным положительным зарядом и массой, равной четырем атомным едини­цам массы. Энергия альфа-частиц, испускаемых при радиоактивном распаде продуктов ядерного взрыва и аварий (разрушений) радиационно опасных объектов, имеет дискретные значения в диапазоне 4 – 9 МэВ. Проходя через вещество, альфа-частицы таких энергий испытывают упругое рассеяние с электронами и ядрами атомов и неупругие столкновения с орбитальными элек­тронами.

С ледует отметить, что при больших энергиях альфа-частиц возможно протекание разнообразных ядерных реакций, чаще типа (α,ρ). Например:

В некоторых случаях для осуществления подобной ядерной реакции достаточно воздействия альфа-частиц природных альфа-радионуклидов, например полония-210, радия-226.

Из приведенных примеров взаимодействия альфа-частиц наибольшее значение имеет неупругое рассеяние. При неупругих столкновениях электри­ческое поле альфа-частицы, взаимодействуя с внешними электронами атомов и молекул, сообщает им дополнительную энергию. В результате этого альфа-частица теряет какую-то часть своей энергии. Потери энергии частицей в ве­ществе характеризуются величиной тормозной способности вещества. Коли­чественно она равна изменению кинетической энергии частицы на единице длины пути в веществе, т.е.

S = – (dE/dx), эB/см. (1.61)

Написание выражения (1.61) для тормозной способности со знаком ми­нус соответствует уменьшению энергии с увеличением проходимого части­цей пути. Понятие тормозной способности S, определяемое выражением (1.61), отличается от ранее введенного понятия линейной передачи энергии тем, что включает в себя все виды потерь энергии ионизирующей частицы, в то время как ЛПЭ не включает в себя энергию, преобразованную в энергию фотонов (радиационные потери).

Часть энергии альфа-частицы, расходуемую в неупругих столкновениях на ионизацию и возбуждение атомов и молекул вещества, принято называть ионизационными потерями. Величина удельных ионизационных потерь, т.е. потерь на единице длины пути (dE/dx)_и, обратно пропорциональна кинетиче­ской энергии альфа-частиц и прямо пропорциональна плотности r и порядко­вому номеру z поглощающего вещества, т.е.

(dE/dx)_и = f (r, z, 1/E).

В диапазоне энергий, характерном для альфа-частиц ПЯВ, удельные ионизационные потери численно равны: для воздуха – 1,1 – 1,5 МэВ/см, для воды и биоткани – (1,2 – 1,8) · 10³ МэВ/см. Столь большие величины удельных ионизационных потерь объясняют малую проникающую способность и высо­кую линейную плотность ионизации альфа-излучения.

Установлены эмпирические соотношения между средним пробегом альфа-частиц Rα (см) и их энергией Е₀α (МэВ). Численные значения пробегов альфа-частиц, полученные расчетом, представлены в таблице 12.

Таблица 12

Средние пробеги альфа-частиц (в см) в различных материалах

Материал	Энергия альфа-частиц, МэВ
	4,0	4,5	5,0	5,5	6,0	7,5	9,0
Воздух	2,5	3,0	3,5	4,0	4,97	6,23	8,66
Алюминий	0,0016	0,0019	0,0022	0,0025	0,0029	0,0040	0,0052
Биоткань	0,0026	0,0031	0,0037	0,0043	0,0049	0,0070	0,0094

Величины средних пробегов свидетельствуют о том, что проникающая способность альфа-частиц невелика. Тем не менее необходимо иметь в виду, что при энергии более 7,5 МэВ пробег альфа-частиц в биологи­ческой ткани может превосходить толщину слоя эпидермиса кожи, и в случае контактного облучения альфа-излу­чение окажет воздействие на чувствитель­ные клетки базального слоя. Данный вид излучения особо радиационно опа­сен в случае попадания излучающих его радионуклидов внутрь организма че­ловека.

Бета-излучение продуктов ядерных взрывов и аварий радиационно опасных объектов пред­ставляет собой поток электронов и позитронов, имеющих единичный элек­трический заряд (q_e = 1,6 · 10^–19 Кл) и массу (m_е = 9,1 · 10^–31 кг), более чем в 7000 раз меньшую массы альфа-частиц. Продолжительность жизни электрона и позитрона различна. Электрон может существовать неограниченно долгое вре­мя, а позитрон, спустя приблизительно 10^–9 с после своего образования, понижает свою энергию до тепловой и, будучи захваченным орбитальным электроном атома, аннигилирует с ним с образованием двух гамма-квантов.

В отличие от альфа-частиц испускаемые радионуклидами бета-частицы могут иметь энергию от нуля до некоторого определенного максимального значения. Распределение бета-частиц по энергиям называется бета-спектром, т.е. бета-частицы, испускаемые радионуклидами, имеют непрерывный, сплошной спектр.

В зависимости от вида происходящего бета-распада различают простые и сложные бета-спектры. Если бета-распад происходит путем одного бета-перехода, то бета-спектр принято называть простым, а если же путем не­скольких бета-распадов – то сложным. Сложный спектр можно разложить на соответствующее число простых парциальных спектров.

При бета-распаде, характеризующемся сложным бета-спектром, воз­никают сопровождающее гамма-излучение и сопутствующие электроны внут­ренней конверсии. Конверсионные электроны обладают кинетической энер­гией, равной разности между энергией гамма-перехода и энергией связи элек­трона в атоме.

Прохождение бета-частиц через вещество в силу их специфических особенностей имеет более сложный характер, чем у альфа-ча­стиц. Бета-частицы могут претерпевать в веществе упругие и неупругие столкновения с электронами и ядрами атомов.

В результате упругого столкновения бета-частицы с атомом ее кинети­ческая энергия уменьшается на величину от нескольких долей единицы до нескольких единиц электроновольт, а направление ее дальнейшего движения изменяется на некоторый угол. Суммарные потери энергии бета-излучения на упругое рассеяние пренебрежимо малы по сравнению с потерями на неупру­гие столкновения. Основным следствием упругого взаимодействия является рассеяние бета-частиц, существенное расширение их первоначального пучка и превращение его, начиная с некоторой толщины, в диффузионный поток. Траектория движения бета-частиц из-за упругого многократного рассеяния весьма извилиста. Реальный путь, проходимый частицей в веществе, оказыва­ется в 1,5 – 4 раза больше ее пробега в исходном направлении.

При неупругом взаимодействии теряемая бета-частицей энергия расхо­дуется на ионизацию и возбуждение атомов и молекул вещества (ионизаци­онные потери), а также на электромагнитное излучение (радиационные поте­ри).

Величина удельных ионизационных потерь (dE/dx)_и зависит в значи­тельной мере от энергии бета-частиц и плотности поглощающего вещества и очень слабо от его атомного номера. При этом зависимость от энергии носит нелинейный характер и имеет минимум при 1,5 МэВ. Численные значения удельных ионизационных потерь при энергиях бета-излучения 0,05 – 5,0 МэВ и составляют для воздуха 5 – 2 кэВ/см, а для воды 6 – 2,3 МэВ/см. Сопоставление удельных ионизационных потерь бета- и альфа-частиц показывает, что по­следние превосходят по ионизирующей способности бета-излучение более чем в тысячу раз.

Потеря энергии на электромагнитное излучение происходит при тор­можении бета-частиц в кулоновском поле ядра атома. В связи с этим испус­каемое электромагнитное излучение принято называть тормозным. Спектр тормозного излучения непрерывный от нуля до максимальной энергии тор­мозящихся бета-частиц. Величина удельных радиационных потерь (dE/dx)_p пропорциональна плотности и квадрату атомного номера тормозящего веще­ства и сложным образом зависит от энергии бета-частиц.

Другой характеристикой потенциальной радиационной опасности из­лучений является их проникающая способность. Проникающую способность бета-частицы принято характеризовать ее максимальным пробегом в вещест­ве, величину которого для граничной энергии E_max определяют с помощью эмпирических соотношений. Численные значения максимальных пробегов бета-частиц в различных веществах приведены в таблице 13.

Таблица 13

Максимальные пробеги бета-частиц в некоторых веществах, см

Вещество	Энергия бета-частиц, МэВ
	0,01	0,1	0,3	0,7	1	3	5
Воздух	2,2 · 10–1	1,26	1,96	2,43	3,8	1,3	2,1
Биоткань	2,5	1,42	8,4	2,76	4,3	1,47	2,44
Алюминий	1,3	7,0	4,0	1,3	2,03	6,8	1,14
Свинец	7,3	1,4	1,4	4,4	6,7	2,0	3,1

Представленные в таблице 13 данные свидетельствуют, что проникающая спо­собность бета-частиц при равных энергиях существенно выше в одних и тех же средах, чем альфа-частиц. Вместе с тем числовые значения пробегов бета-частиц показывают, что данный вид излучения представляет значительную радиационную опасность лишь при попадании излучающих его радионукли­дов внутрь организма человека или непосредственном загрязнении ими кож­ных покровов.