Сахаров Введение в теорию переноса и физику засчиты от 2013

Отсюда следует, что при упругом рассеянии (Е*=0) скорость нейтрона в системе центра инерции, а, следовательно, и его кинетическая энергия не изменяются. Используя выражение (3.54), из (3.55) можно записать связь между скоростью рассеянного нейтрона в системе центра инерции и скоростью налетающего нейтрона в лабораторной системе координат:

Из диаграммы скоростей нейтрона в лабораторной системе координат и в системе центра инерции (рис.3.14) можно записать:

Рис. 3.14. Диаграмма скоростей нейтрона в разных системах координат

а, переходя от скоростей нейтрона к его энергии, получим соотношение между энергией нейтрона до и после рассеяния:

Vc на диаграмме скоростей нейтрона, получим соотношение между

углами рассеяния нейтронов в рассматриваемых системах координат:

где μs , μс – косинусы углов рассеяния нейтрона в лабораторной системе координат и системе центра инерции соответственно.

71

Полученные соотношения (3.58) и (3.59) позволяют сделать важные для задач переноса нейтронов и защиты от них выводы о характере рассеяния нейтронов в разных материалах.

Соотношение (3.58) подтверждает сформулированное выше заключение о наличии энергетического порога сечения неупругого рассеяния. Этот процесс возможен, если энергия нейтронов удовлетворяет условию:

В противном случае происходит упругое рассеяние, для которого связь между энергиями нейтрона до и после рассеяния записывается в виде:

Из формулы (3.61) следует, что при угле рассеяния θс= 0 о (рассеяние прямо вперед) энергия нейтрона после рассеяния равна его первоначальной энергии, а при рассеянии на угол θс = 180 0 (рассеяние прямо назад) энергия рассеянного нейтрона минимальна и равна:

Величина α = (А-1)2/(А+1)2, характеризующая максимальный сброс энергии нейтрона при однократном упругом рассеянии, широко используется в теории замедления нейтронов и показывает, что с ростом атомного номера материала А уменьшается максимальный сброс энергии нейтрона при однократном рассеянии; этим объясняется использование легких материалов (вода, углерод и т.д.) в качестве замедлителей нейтронов. Максимальный сброс энергии нейтрона наблюдается на ядре водорода (А=1); для него величина α=0.

Из формулы (3.59) видно, что при А >>1 μs = μс, таким образом, для средних и тяжелых материалов при изотропном угловом рас-

72

пределении рассеянных нейтронов в системе центра инерции их угловое распределение будет изотропным и в лабораторной системе координат. Напротив, для легких материалов будет наблюдаться анизотропия углового распределения в лабораторной системе координат, ярко выраженная для водорода, когда θs = θc / 2, т.е. при

рассеянии на водороде все нейтроны летят в полупространство с

μs>0.

Для перехода от характеристик нейтронов, полученных в одной системе координат, к аналогичным характеристикам в другой системе координат из кинематики можно записать следующие широко используемые формулы перехода:

E=Ec+[(E+2μc(A+1) E / Ec ) ]/(A+1)2;

в которых энергии без нижнего индекса «с» соответствуют их значениям в лабораторной системе координат.

3.4.7. Специфика рассеяния тепловых нейтронов

При низких энергиях нейтронов (E < 5 эВ) взаимодействие нейтронов с некоторыми материалами носит специфический характер, обусловленный переходом от ядерного взаимодействия к взаимодействию с молекулами или кристаллической решеткой вещества.

Когда дебройлевская длина волны нейтрона сравнима с расстоянием между плоскостями кристаллов, в кристаллических телах наблюдается дифракционное рассеяние нейтронов, которое можно отнести к когерентному рассеянию без изменения энергии. Нейтроны рассеиваются по направлениям, соответствующим росту амплитуд рассеянных когерентных волн. Характеристикой этого рассеяния является сечение когерентного рассеяния, которое с роcтом энергии нейтрона переходит в сечение потенциального рассеяния на отдельном ядре при энергиях порядка 1 эВ. При энергии нейтронов ниже средней энергии теплового движения появляется возможность передачи энергии от кристаллической решетки

73

нейтрону, что приводит к росту сечения когерентного рассеяния при увеличении температуры среды.

Если энергия сталкивающегося нейтрона меньше энергии связи атома в молекуле (единицы электронвольт), то атом не может быть выбит из молекулы, в итоге импульс при рассеянии передается всей молекуле. Происходит рассеяние на связанном ядре, что дает

поперечное сечение рассеяния σin,n = σin (А+1)2 / А2, где σin – сечение рассеяния на свободном ядре. Видно, что этот эффект наиболее

заметен для легких ядер и, например, для водорода приводит к росту сечения рассеяния в четыре раза. Следует отметить, что при этом происходит возбуждение молекул, поэтому этот процесс можно отнести к неупругому рассеянию.

3.4.8. Дифференциальные микроскопические поперечные сечения рассеяния

Исходя из кинематики рассеяния нейтронов, формирование углового и энергетического распределения рассеянных нейтронов будет различаться для упругого и неупругого рассеяния. Следовательно, будет различаться и характер дифференциальных поперечных сечений этих процессов.

Упругое рассеяние. При упругом рассеянии существует однозначная связь между энергией и направлением движения рассеянного нейтрона.

Тогда, исходя из формулы (3.15), дифференциальное микроскопическое поперечное сечение упругого рассеяния на ядре массой А в системе центра инерции можно записать в виде:

Входящие в выражение (3.64) величины объяснены при описании формулы (3.15). При больших значениях А угловое распределение рассеянных нейтронов в системе центра инерции близко к изотропному и тогда формула (3.64) упрощается, так как индика-

74

триса рассеяния g( E / ,μc)=1. При этом становится равновероятным

распределение рассеянных нейтронов по энергии в интервале от

αЕ/ до Е/.

Таким образом, при изотропном угловом распределении рассеянных упруго нейтронов характеристики рассеянного нейтрона

где ρ1, ρ2, ρ3 – случайные числа, равномерно распределенные на

отрезке. [0,1], а переход от μc к μs провести по формуле (3.59) или

(3.63).

Учитывая тот факт, что угловое распределение рассеянных нейтронов в системе центра инерции более изотропно, чем в лабораторной системе координат, дифференциальные микроскопические сечения рассеяния нейтронов (в частности, индикатриса рассеяния) обычно в библиотеках констант представляются в системе центра инерции и для перехода к лабораторной системе координат используются матрицы перехода. Особенно это важно, когда индикатриса рассеяния представляется в виде разложения в ряд по полиномам Лежандра:

Тогда для получения той же точности представления индикатрисы можно ограничиться меньшим числом членов ее разложения в ряд.

Неупругое рассеяние. Рассматривая дифференциальное микроскопическое поперечное сечение неупругого рассеяния, исходя из модели составного ядра, можно выделить две области по энергии нейтронов, специфичные для его поведения. При энергиях нейтронов, соответствующим энергиям изолированных низкоэнергетических уровней возбуждения ядра, спектр рассеянных нейтронов

75

представляет собой набор дискретных энергий, а угловое распределение в первом приближении можно принять за изотропное как в системе центра инерции, так и в лабораторной системе координат. Дифференциальное микроскопическое поперечное сечение неупругого рассеяния для этого диапазона энергий первичных нейтронов можно записать в виде:

d 2σin ( E / E,μs ) / dΩ dE =

где σinL ( E / ) – сечение неупругого рассеяния при энергии L-го воз-

бужденного уровня ядра, ЕL* – энергия L-го возбужденного уровня ядра.

C ростом энергии первичного нейтрона возбуждается все большее число уровней возбуждения ядра, перекрывающихся друг с другом, и энергетическое распределение рассеянных нейтронов переходит в непрерывное распределение. В итоге для этого энергетического диапазона дифференциальное микроскопическое поперечное сечение неупругого рассеяния запишется в виде:

где Т – ядерная температура, зависящая от первоначальной энергии нейтрона и определяемая соотношением:

с постоянной а, зависящей от атомного номера ядра и изменяющейся от 0,45 до 12 при изменении А от 27 до 231.

Следует отметить, что процесс неупругого рассеяния сопровождается фотонным излучением, обусловленным переходом возбужденного ядра в основное состояние. Спектр испускаемых фотонов зависит от энергетических уровней возбужденного ядра: при возбуждении низколежащих изолированных уровней испускаются один – два высокоэнергетичных фотона, при плотно расположен-

76

ных высоких уровнях возбуждения число фотонов увеличивается и их спектр приближается к непрерывному. Максимальная энергия фотонов неупругого рассеяния не превышает, как правило, 4-5 МэВ.

Рассеяние на молекулах и кристаллической решетке. При прохождении теплового нейтрона с энергией ниже примерно 5 эВ в среде нельзя пренебрегать его взаимодействием на атомном уровне и не учитывать влияния других атомов, и движения атома, на котором происходит взаимодействие; нельзя пренебрегать эффектом химических связей в молекулах и кристаллической структурой вещества. Эти процессы взаимодействия нейтронов при их термализации учитываются изменениями микроскопических поперечных сечений рассеяния нейтрона для некоторых материалов в диапазоне энергий нейтронов ниже 5 эВ, где эти процессы существенно влияют на распространение нейтронов. Полное микроскопическое поперечное сечение взаимодействия нейтрона складывается тогда из суммы двух частей: микроскопического поперечного сечения захвата нейтрона, представляемое в обычных библиотеках констант, и дополнительно рассчитываемыми микроскопическими поперечными сечениями когерентного и некогерентного упругого рассеяния и некогерентного неупругого рассеяния.

Дифференциальное микроскопическое поперечное сечение когерентного упругого рассеяния на порошкообразных кристаллических материалах может быть представлено формулой:

d 2 elcoh (E → E, / → ,T ) / dEd

в которой: T – температура замедлителя (K), Ei – энергия брегговских границ (эВ); si – коэффициенты, пропорциональные структурным факторам (эВ-барн), μsi=1-2Ei / E – характеристический угол рассеяния для соответствующей совокупности плоскостей кристаллической решетки. Энергия брегговских границ и структурные факторы рассчитываются из свойств кристаллической решетки и амплитуд рассеяния для различных атомов в ячейках кристаллической решетки.

77

Дифференциальное микроскопическое поперечное сечение некогерентного упругого рассеяния для материалов типа полиэтилена или гидрида циркония может описываться в виде:

→→

d 2σelincoh(E → E,Ω/ → Ω,T ) / dEdΩ =

где σelincoh – характеристическое предельное микроскопическое поперечное сечение (барн), W – интеграл Дебая–Уоллера, поделенный на атомную массу (1/эВ), а все другие переменные как в (3.70). При этом интегральное микроскопическое поперечное сечение равно:

что при низких энергиях нейтрона дает совпадение характеристического предельного поперечного сечения с полным сечением.

Дифференциальное микроскопическое поперечное сечение некогерентного неупругого рассеяния тепловых нейтронов для замедляющей молекулы может быть представлено в виде:

где n – типы атомов, а Mn – их количество в молекуле или ячейке кристаллической решетки (так, для H2O, N = 1); β = (Е/–Е)/кT –

изменение энергии; α=(Е/+Е - 2μs EE / )/А0 кТ – изменение импульса нейтрона; σin,n = σin (Аn+1)2 / Аn2 – микроскопическое поперечное сечение связанного атома типа n; σin – аналогичное сечение неупругого рассеяния на свободном атоме типа n; An – масса атома типа n; А0 – масса основного рассеивающего атома в молекуле; S(α,β,T) – функция рассеяния, которая может быть представле-

78

на либо в виде таблицы с различными законами интерполяции для основного атома, либо аналитически в виде модели идеального газа или приближения наикратчайшего времени столкновения.

При использовании модели идеального газа предполагается, что среда может быть аппроксимирована свободным газом, в котором в области масс ядер и энергий нейтронов, где существенны термализационные эффекты, микроскопическое поперечное сечение рассеяния при нулевой температуре слабо зависит от скорости нейтрона и температуры среды. В кинематике рассеяния нейтрона учитывается движение ядра мишени и S(α,β,T) для модели идеального газа имеет вид:

Расчет функции рассеяния проведен для ограниченного набора материалов (вода, графит, бериллий, полиэтилены и др.) и диапазона энергий нейтронов, где тепловые процессы значительны.

Для приближения наикратчайшего времени столкновения:

где Tэфф (T) – эффективная температура, а другие символы описаны выше.

3.4.9. Ядерные реакции

Если энергетически возможно, то при прохождении нейтронов через вещество происходят реакции с образованием заряженных частиц. В основном они используются для регистрации нейтронов и практически не играют роли с точки зрения радиационной безопасности или защиты от нейтронов. Однако некоторые из них необходимо учитывать и при проектировании защиты. Рассмотрим некоторые из них.

Реакции с образованием протонов, (n,р) - реакции:

79

широко применяется для регистрации нейтронов в счетчиках, наполненных 3Не (поперечное сечение реакции для тепловых нейтронов равно 5400 барн), а вторая

имеет сечение для тепловых нейтронов 1,75 барн и приводит к образованию естественного 14С (Т1/2=5730 лет) в атмосфере Земли нейтронами космического происхождения.

Реакции с образованием α-частиц, (n, α ) - реакции:

используются не только для регистрации тепловых нейтронов, например,

имеющая микроскопическое поперечное сечение для тепловых нейтронов 3840 барн и широко применяемая для регистрации тепловых нейтронов в различных борных счетчиках и ионизационных камерах, но и как выступающие в качестве конкурирующих радиационному захвату в защитных материалах.

При проектировании защиты важны реакции (n,γ), ведущие к образованию радиоактивных нуклидов – продуктов активации в оборудовании. Примером такой реакции может служить реакция захвата нейтрона 59Co(n,γ) 60Co с образованием долгоживущего радионуклида, испускающего фотоны с энергиями 1,17 и 1,33 МэВ.

80