Пустынский Л.Н. Конспект лекций по Ядерной физике
.pdf
p + 3H → 3He + n, Q = -0,764 МэВ |
(4.9.11) |
почти вытеснила реакцию (4.9.10) на литии. Пороговое значение энергии протонов Тр = 1,019 МэВ, при которой образуются нейтроны с энергией 64 кэВ. Достоинством этой реакции является отсутствие возбужденных состояний ядра 3Не, что позволяет получать моноэнергетические нейтроны с энергией от 64 кэВ до 4 МэВ.
Для получения нейтронов используют фотоядерные реакции, например (энергии нейтронов указаны вблизи порога):
γ + |
2 |
Н → p + n, |
|
|
|||
9 |
Be → 2α + n |
||
γ+ |
|||
.
(4.9.12)
При изменении энергии γ-квантов с помощью реакций (4.9.12) можно получать почти монохроматические нейтроны с энергиями ~
0,01 ÷ 1 МэВ.
Свободные нейтроны можно получать при делении тяжелых ядер. Нейтроны деления образуются либо в актах спонтанного распада ядер, либо в результате реакций деления (вынужденное деление).
В настоящее время получили большое распространение источники
нейтронов, использующие спонтанное деление
252 |
Cf |
|
98 |
||
|
, дающих
большой удельный поток нейтронов ~ 2,5 106 нейтронов в секунду
на 1 мкг
252 |
Cf |
|
. Энергетический спектр нейтронов источника
252 |
Cf - сплошной, с максимумом при энергии нейтронов около 1 |
|
МэВ, по внешнему виду мало отличается от спектра деления ядер урана и плутония.
Большие потоки нейтронов возникают при работе ядерных реакторов. Через поверхность активной зоны реактора проходит до 1017 – 1018 нейтронов в секунду. В центральной части активной зоны реакторов на быстрых нейтронах плотность потока нейтронов может достигать ~ 1016 (см2 с)-1.
181
Мощным источником нейтронов является ядерный взрыв. В цепной реакции деления при взрыве образуется 2 1023 нейтронов на 1 кт тротилового эквивалента (количества тротила, эквивалентное по энергии взрыва). При термоядерном взрыве образуется примерно в 10 раз больше нейтронов в расчете на 1 кт тротилового эквивалента. Ядерный взрыв, образующий 1024 нейтронов, на расстоянии 100 м создает интегральный по времени поток нейтронов (флюэнс) ~ 1010
см-2.
Для получения нейтронов используются электронные ускорители (см. §4.8) в качестве генераторов тормозного излучения с последующим образованием нейтронов в ( ,n) реакциях (§4.8).
При облучении тяжелыми заряженными частицами нейтроны можно получать из любой мишени при достаточной (> 10 MэB) энергии частиц р, , d.
3. Энергетические группы
Двигаясь в средах, нейтроны проявляют удивительное многообразие свойств. Нейтроны эффективно взаимодействуют с ядрами от самых малых достижимых энергий Tn ~ 10-7 эВ. Нейтроны могут вступать с ядрами в различные ядерные реакции и поглощаться или испытывать на ядрах упругое или неупругое рассеяние, участвуя в диффузионном движении. Вероятности этих процессов определяется кинетической энергией нейтронов, и поэтому оказывается целесообразным разделение их по принадлежности к энергиям на определенные энергетические области или группы, для которых характерны определенные виды ядерных взаимодействий.
По величине кинетической энергии Tn нейтроны разделяются на две большие группы – медленные (0 < Tn ≤ 1000 эВ) и быстрые (Tn > 100 кэВ). Замыкают эти две области энергий т.н. промежуточные нейтроны. В свою очередь, область медленных нейтронов подразде-
ляется на холодные, тепловые и резонансные нейтроны. Следует,
182
однако, иметь в виду, что любая градация свойств нейтрона по энергии условна. Ниже дается одна из возможных схем подобной классификации.
|
|
|
Тn < 0,025 |
эВ, |
|
холодные |
|||
Медленные |
тепловые |
Тn = 0,025 |
0,5 эВ, |
|
|
резонансные |
Тn = 0,5 эВ 1 кэВ. |
||
|
|
|
Тn = 1 100 кэВ. |
|
|
Промежуточные |
|||
|
Быстрые |
Тn = 100 кэВ 14 МэВ. |
||
При взаимодействии с веществом у холодных нейтронов отчетливо проявляются волновые свойства. Например, де-бройлевская длина волны нейтрона
|
|
|
|
4,55 |
10 |
−10 |
|
[см] = |
|
= |
|
||||
2T |
/ m |
|
T |
[эВ] |
|||
|
n |
|
|||||
|
n |
|
|
n |
|
|
|
(4.9.13)
становится сравнимой с размером атома (~ 10-8 см) при энергии нейтрона Тn ≤ 0,002 эВ. Нейтронные волны в веществе могут испытывать дифракцию, преломление, отражение (даже полное), могут поляризоваться. В отличие от рентгеновских лучей, которые испытывают рассеяние на электронах, нейтроны рассеиваются на ядрах. Поэтому дифракция холодных нейтронов дает информацию не об электронной, а непосредственно о ядерной, т.е. атомномолекулярной структуре вещества. Дифракция холодных нейтронов позволяет производить кристаллографические исследования сплавов и соединений с близкими атомными номерами, когда рентгенографические исследования оказываются бессильными. Сечение захвата нейтронов ядрами при уменьшении энергии нейтронов сильно возрастает в соответствии с законом «1/vn», где vn - скорость нейтронов, и в этой энергетической области может иметь громадное значение.
183
Получение холодных нейтронов сложный и дорогостоящий технический процесс и по этой причине они не используются в ядерной энергетике.
Энергия Тn = 0,025 эВ определяет область тепловых нейтронов, которая соответствует комнатной температуре Т = 290 К и скорости нейтронов vn = 2200 м/с. Эти величины часто используются в качестве стандартных для тепловых нейтронов. Энергия тепловых нейтронов определяется тепловым равновесием со средой. Поэтому тепловые нейтроны имеют большой разброс по энергиям, а заметная доля нейтронов имеет энергию больше стандартной, равной kT. Температура в ядерном реакторе значительно превышает комнатную
ипоэтому к тепловым нейтронам относят обычно нейтроны с энергиями до ~ 0,5 эВ. Сечения реакций нейтронов с ядрами, в том числе
иприводящие к делению, в этой области также достаточно велики. Получение тепловых нейтронов в огромных количествах являет-
ся хорошо освоенным процессом, и тепловые нейтроны находят широкое применение в ядерной энергетике.
nf, барн
104
103
102
10
1
10-3 10-2 10-1 1 |
10 |
102 103 104 105 106 Tn, МэВ |
Рис. 4.9.1.
Нейтроны с энергией Тn = 0,5 эВ 1 кэВ называются резонансными потому, что в этой области для средних и тяжелых ядер сече-
184
ния нейтронных реакций имеют обычно много тесно расположенных резонансов. В качестве примера на рис. 4.9.1 показана зависимость сечения деления 235U от энергии нейтронов.
В промежуточной области энергий нейтронов отдельные резонансы сливаются (исключением являются легкие ядра) и сечения в среднем падают с ростом энергии нейтронов.
Быстрые нейтроны имеют огромное прикладное значение, так как в большинстве реакций, используемых для получения свободных нейтронов, кинетическая энергия образующихся нейтронов Тn > 100 кэВ. В ядерной энергетике при делении ядер рождаются быстрые нейтроны со средней энергией ~ 2 МэВ, которые используются для последующего деления ядер непосредственно, или после замедления.
Сечение взаимодействия быстрых нейтронов с ядрами существенно меньше, чем у тепловых или резонансных нейтронов. Полное сечение (сумма сечений всех возможных процессов) в быстрой
области σt 2 (R + ) |
2 |
, где R - радиус ядра, а |
|
- де-бройлевская |
|
длина волны нейтрона (4.9.13). Главная особенность быстрой области состоит в том, что вероятность образования составного ядра в
ней мала и полное сечение примерно равно сечению рассеяния s,
которое равно сумме сечений упругого σel и неупругого рассеяния
σnel:
σt σ s = σel + σnel |
(4.9.14) |
При энергии нейтронов Тn > 8 МэВ сечение рассеяния на тяжелых ядрах снижается из-за конкуренции реакций (n,2n) и (n, f).
Быстрые нейтроны с энергией Тn > 10 МэВ имеют дебройлевскую длину волны порядка размеров ядра и нейтронная волна может испытывать дифракционное рассеяние на ядрах, а веро-
185
ятность рассеяния нейтронов от угла рассеяния имеет ярко выраженную картину дифракции с главным максимумом при = 0° и побочными при порядка нескольких десятков градусов.
Быстрые нейтроны после их рождения при делении ядер могут быть использованы в ядерном оружии или в реакторах на быстрых нейтронах.
4. Взаимодействие нейтронов с ядрами
Реакция радиационного захвата нейтрона (n, ) протекает по сле-
дующей схеме:
n + (A, Z) → (A + 1,
(Далее для краткости записи
барн |
104 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
103 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
102 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
σ, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
101 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
10-3 |
10-2 |
10-1 100 101 102 103 |
||||||||
|
|
|
Энергия нейтронов, эВ |
||||||||
|
|
|
|
|
|
Рис. 4.9.2 |
|||||
Реакция
Z)* → (A + 1, Z) + γ . |
(4.9.15) |
опускаем составное ядро). Являясь экзоэнргетической реакцией, идет на всех ядрах (за исключением 3Н и 4Не), начиная с ядра 1Н и заканчивая ядром 238U. Сечение для тепловых нейтронов в зависимости от нуклида варьируется в широких пределах от 0,1 до 103 106 барн, для быстрых – от 0,1 до несколько барн.
n + |
113 |
Cd → |
114 |
|
|
|
48 |
Cd + γ |
(4.9.16) |
||
|
48 |
|
|||
имеет очень большое сечение в тепловой области, достигающее в резонансе (Тn = 0,17 эВ) величины 20000 барн (рис. 4.9.2). Характер-
ная «ступенька» вблизи энергии Тn ≈ 0,4 эВ для зависимости σnγ(Тn) используется для разделения потока нейтронов на две энергетические группы – с энергией большей 0,4 эВ, нейтроны которой носит название надкадмиевых нейтронов, и с энергией меньше 0,4 эВ, нейтроны которой называются подкадмиевыми.
Реакция
186
n + |
135 |
Xe → |
136 |
Xe + γ |
|
54 |
54 |
||||
|
|
|
(4.9.17)
имеет одно из рекордных сечений в тепловой области, равное 3,5 106 барн (резонанс при энергии 0,084 эВ). Зависимость сечение σnγ(Тn)
имеет вид такой же ступеньки при Тn ≈ 0,2 эВ, как и для реакции
(4.9.16). 135Хе является β--активным нуклидом и образуется в результате β--распада осколка деления 135I. Огромная величина сечения поглощения тепловых нейтронов и большой выход (6,34 %) 135I относительно других осколков деления приводят к т.н. ксеноновому отравлению ядерного реактора и неустойчивой работе реактора из-
за появления ксеноновых волн.
Испускание γ-кванта при захвате нейтрона ядром 235U
n + |
235 |
236 |
* |
236 |
(4.9.18) |
92U → 92 U |
|
→ 92 U + γ |
|||
имеет вероятность около 20 %, уменьшая тем самым вероятность деления составного ядра 236U до 80 %.
Реакция
n + 23892U → 23929U + γ |
(4.9.19) |
имеет сечение в тепловой области около 2,8 барн и вызывает захват большой доли нейтронов, участвующих в цепной реакции деления, так как в реакторах на тепловых нейтронах содержание 238U составляет 95 ÷ 97 % состава смеси нуклидов 238U и 235U. В то же время она определяет процесс преобразования сырьвого нуклида 238U в делящийся нуклид 238Рu (см. главу 5).
Образующиеся в реакции (n, ) ядра, как правило, оказываются -- активными, т.к. они смещаются с дорожки стабильности в область β- -радиоактивных ядер (см. рис. 1.1.2). Поэтому реакции (n, ) часто служат причиной активации (см. §3.3). Примером сильноактивируемого вещества может служить натрий, который используется в качестве теплоносителя в реакторах на быстрых нейтронах:
187
23 |
24 |
Na + γ |
(4.9.20) |
n +11 |
Na →11 |
||
В реакции образуется --активный 24Na с Т1/2= 15 |
ч. Процесс -- |
||
распада сопровождается испусканием -квантов с энергией 2,76 МэВ. По этой причине, в реакторах на быстрых нейтронах с натрием в качестве теплоносителя используется двухконтурная схема.
Вода, которая применяется как замедлитель и теплоноситель в реакторах на тепловых нейтронах, не активируется, так как в резуль-
тате захвата нейтронов образуются ядра |
2 |
H |
и |
17 |
O , которые явля- |
1 |
8 |
ются стабильными ядрами. Активируются обычно примеси, попадающие в теплоноситель со стенок трубопроводов.
|
|
|
|
|
104 |
|
|
|
|
Активация нейтронами серебра и, особенно, родия |
|||||||||
103 |
104 |
* |
|
Rh + |
γ, |
||||
45 |
|
|
|
||||||
n+ |
45 |
Rh→ |
45 |
Rh |
|
- |
|
104 |
~ |
|
|
|
β |
+ |
|||||
|
|
|
|
|
|
46 |
Pd + |
||
|
|
|
|
|
|
|
|
(4.9.21) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
широко используется в детекторах прямого заряда (ДПЗ), предна-
значенных для контроля плотности потока нейтронов в активной зоне ядерных реакторов. Измеряется ток β--частиц, которые возни-
кают в нижней ветви реакции (4.9.21). |
|
Реакции с образованием протонов, (n,р) - реакции: |
|
n + (A, Z) → (A, Z −1) + p . |
(4.9.22) |
Захват нейтрона и последующий выброс протона приводят к тому, что образующееся дочернее ядро имеет избыток нейтронов и смещается с дорожки стабильности (см. рис. 1.1.2) в область β--
радиоактивных ядер. |
|
|
|
Реакция |
|
|
|
n +3 |
He →3 |
H + p |
(4.9.23) |
2 |
1 |
|
|
применяется для регистрации нейтронов в счетчиках, наполненных 3Не. Сечение для тепловых нейтронов σnp = 5400 барн.
Реакция
188
n + 147 N → 146 C + p |
(4.9.24) |
имеет сечение на тепловых нейтронах. σnp = 1,75 барн. Применяется для получения очень важного в методе меченых атомов β- активного нуклида 14С (Т1/2 = 5730 лет), а также для регистрации нейтронов с помощью фотоэмульсий, содержащих 14N. Вторичные нейтроны космического излучения вызывают реакцию (4.9.24) на границе тропосферы и атмосферы и образование радиоуглерода 14С. Радиоуглерод используется в археологии для определения возраста древних органических останков (см. §3.1).
Реакции с образованием -частиц, (n, ) - реакции:
n + (A, Z) → (A − 3, Z − 2) + (4,2) . |
(4.9.25) |
|||
Реакция |
|
|
|
|
10 |
7 |
4 |
+2,79 МэВ |
(4.9.26) |
n +5 |
B →3 Li + 2 He |
|||
имеет сечение на тепловых нейтронах nα = 3840 барн и широко применяется для регистрации тепловых нейтронов в различных борных счетчиках и ионизационных камерах.
Для этой же цели используется экзоэнергетическая реакция
(4.7.2)
6 |
3 |
4 |
(4.9.27) |
n + 3Li → 1H+ 2Не , |
|||
имеющая сечение на тепловых нейтронах. nα = 945 барн. Реакции (n,2n). Являются эндоэнергетическими и имеют порог,
примерно равный 10 МэВ, за исключением реакции
n +94 Be → 224 He + 2n |
(4.9.28) |
с порогом ~ 2 МэВ. Сечение ~ 0,1 барн.
Реакция деления тяжелых ядер (U, Th , Рu и др.) нейтронами различных энергий, (n, f) – реакция:
n + (A, Z) → (A +1, Z)* → (A
Тяжелый осколок обозначен
т |
, Z |
т |
) + (A |
л |
|
|
индексом
189
, Z л ) + νn . |
(4.9.29) |
«т», индексом «л» - лег-
кий, а буквой - число нейтронов, возникающих в процессе деления. Эта реакция представляет собой основу ядерной энергетики и будет рассмотрена более подробно в главе 5.
Упругое рассеяние (n,n) нейтронов не изменяет состояния ядра. В процессе упругого рассеяния сохраняется кинетическая энергия нейтрона в СЦИ, а в ЛСК сохраняется суммарная кинетическая энергия нейтрона и ядра. Упругое рассеяние может осуществляться посредством двух различных механизмов. В первом случае образуется составное ядро, которое распадается с испусканием нейтрона. Как указывалось выше, этот процесс носит название резонансного рассеяния. Рассеяние без образования составного ядра происходит на ядерном потенциале и называется потенциальным рассеянием. Вероятность реализации одного из двух механизмов зависит от соотношения между естественной шириной Г уровня и расстоянием D между соседними уровнями (см. рис.1.7.1). Кроме того, вылет нейтрона при резонансном рассеянии происходит из составного ядра, для образования которого необходимо строгое выполнение энергетических и спиновых соотношений (см. §4.2). Если же кинетическая энергия нейтрона меньше той, которая необходима для образования составного ядра в первом возбужденном состоянии, то образование составного ядра вообще невозможно, и будет наблюдаться только потенциальное рассеяние.
Ядра отдачи, возникающие при упругом рассеянии быстрых нейтронов на легких ядрах, могут использоваться для регистрации нейтронов и измерения их кинетической энергии.
Упругое рассеяние является основным процессом замедления нейтронов при распространении нейтронов в веществе и играет исключительную роль в ядерных реакторах.
Неупругое рассеяние (n,n´) нейтронов происходит в том случае, когда кинетическая энергия (в СЦИ) вылетающего из составного ядра нейтрона меньше кинетической энергии первичного нейтрона и
190