Климанов Дозиметрия ионизируюшчикх излучениы 2015

Po − Be

колоколообразную форму, средняя энергия 2,7 МэВ, максимальная энергия около 6 МэВ.

Фотонейтронные ( , ) ̶источники. Облучение мишени фо-

тонами с энергиями, превышающими энергию связи нейтронов в ядре, может привести к испусканию нейтрона. Два стабильных изотопа имеют наименьшую энергию связи. Это дейтерий ( = 2,226 МэВ) и бериллий ( = 1,666 МэВ). Энергия нейтрона связана с энергией фотона и параметрами ядра мишени зависимостью

Здесь все значения энергий выражены в МэВ, θ− угол между направлениями движения фотона и испущенного нейтрона. Максимальную энергию имеют нейтроны, летящие вдоль пучка фотонов. Характеристики фотонейтронных источников приведены в табл. 16.1.

Примечание. Выход нейтронов дан для мишеней массой 1 г, расположенных на 1 см от источников активностью 1 МБк.

551

Сечение реакции на ядрах дейтерия имеет максимум при = 4 МэВ (2,4 мбарн), а на ядрах бериллия при ≈ 2; 3,10; и 20 МэВ с

сечениями 1; 0,7; 1,6 и 3 барн.

При больших энергиях фотонов возможно образование нейтронов на ядрах со средним и высоким атомным номером. Для получения таких фотонов применяют ускорители электронов.

При высоких энергиях электронов в мишенях ускорителей рождается непрерывное по энергии тормозное излучение. Спектр тормозного излучения зависит не только от энергии падающих на мишень электронов, но и от толщины мишени. Сечение фотонейтронных реакций проходит через максимум, зависящий от атомного номера мишени. Для примера, выход нейтронов из толстых мишеней со средним атомным номером, бомбардируемых пучком электронов с энергией 20 МэВ, составляет 1010 с-1 при токе 1 мкА. При высоких энергиях фотонов уровни возбуждения распределены почти непрерывно, и спектр нейтронов может быть описан в рамках теории испарения из составного ядра максвелловским распределением:

где θ− ядерная температура остаточного ядра, например, для урана θ = 1,5 МэВ. Энергии нейтронов не могут превышать энергию электрона за вычетом энергии связи в ядре, поэтому в области высоких энергий будут наблюдаться отступления от максвелловского распределения. Эксперименты подтверждают согласие спектра нейтронов с максвелловским спектром, по крайней мере, вплоть до 8 МэВ при энергии электронов 30 МэВ.

Нейтроны деления. Нейтроны, возникающие в актах деления урана, плутония, калифорния, можно разделить на мгновенные (99 %) и запаздывающие. Теоретические оценки показывают, что мгновенные нейтроны появляются через 10-15 с после акта деления. Запаздывающие нейтроны испускаются некоторыми продуктами деления с периодом полураспада от 0,4 до 55,6 с. Относительный вклад запаздывающих нейтронов зависит от делящегося нуклида.

рающимся от нескольких кэВ до 18 МэВ. По современным пред552

ставлениям спектр нейтронов деления есть суперпозиция нескольких максвелловским распределений. Существует целый ряд полуэмпирических формул, описывающих спектр деления тех или иных

Для энергий менее 6 МэВ расхождение по этим формулам не превышает 4 %, но при энергии 14 МэВ различие достигает 18,5 %. Кронберг предложил и более простую аппроксимацию:

Последняя аппроксимация завышает поток нейтронов на 10÷12 % при энергии менее 0,5 МэВ и занижает на 2÷3 % в диапазоне от 1 до 7,5 МэВ. При дальнейшем увеличении энергии происходит вновь завышение потока, достигающее 71 % при 14 МэВ. Суще-

нейтронов деления U. Деление ядер может быть спонтанным и вызванным воздействием нейтронов или фотонов. Сведения о спонтанном делении ядер [3] приведены в табл. 16.2.

3. На единицу активности источника выход нейтронов составляет 0,134 (с·Бк)-1. Мгновенное гамма-излучение − неизбежный спутник деления. После акта деления ядра мгновенные нейтроны испускаются из осколков деления, энергия возбуждения приближается к энергии связи, начиная c этого момента, фотоны уносят остаток энергии и момент количества движения. Полная энергия фотонов 7÷9 МэВ, а среднее число фотонов 6÷10.

Таблица 16.2

Выход нейтронов спонтанного деления

Примечание. – средний выход нейтронов на один акт деления, сп.дел̶- спонтанное деление,(n,f) – деление ядра нейтронами.

Рассматривая делящиеся материалы как источники деления, нельзя пройти мимо того факта, что в энергетических установках используется не металлический уран, а UO . Поэтому нейтроны

могут рождаться в реакции α± O = Nе +n . При использовании плутония он так же будет находиться в топливе в виде соединения PuO . Выход нейтронов за счёт (α, )- реакции представлен в

Из приведённых данных следует, что выход нейтронов за счёт (α, ) -реакции существенно превышает выход при спонтанном делении. Энергия нейтронов, рождённых в PuO , достигает 4,2 МэВ.

Нейтроны облучательных установок. Защита атомных реакто-

ров на АЭС почти исключает попадание человека в поле нейтронного излучения. Иное дело экспериментальные и облучательные установки на базе нейтронных генераторов, реализующих реакции D( , ) или T( , ), и исследовательские реакторы.

Как упоминалось, в реакции T( , ) образуются нейтроны высокой энергии (14 МэВ) с изотропным пространственным распределением. Однако источник нейтронов помещают в защиту, каналы в защите выводят пучки в экспериментальный зал. Выход нейтронов может достигать 1011 с-1 и более. За счёт многократного рассеяния в защите, в приповерхностной области каналов, происходит замедление нейтронов, и спектр становится непрерывным вплоть до тепловых нейтронов. Спектр нейтронов реальной установки показан на рис. 16.1 [4].

555

Нейтроны, возникающие при делении, имеют среднюю энергию

ние нейтронов в воде, тяжёлой воде, бериллии.

Применение обычной воды возможно только при использовании

U

ными материалами, а часть уходит в отражатель. Применение обычной воды возможно только при использовании обогащённого

урана по изотопу U. В процессе замедления часть нейтронов

может захватываться U, водородом, конструкционными материалами, а часть уходит в отражатель и биологическую защиту. Для уменьшения утечки необходимо, чтобы размеры активной зоны были достаточно большими. Активную зону окружают отражателями, водой, графитом, бериллием.

Цепной процесс деления в реакторе регулируется путём введения внутрь зоны поглотителей тепловых нейтронов. Наибольшее распространение получили реакторы на тепловых нейтронах бассейнового типа. Активная зона погружена в бассейн с бидистиллированной водой. Внутри активной зоны проходят вертикальные облучательные каналы часто изогнутой формы для исключения прострела нейтронов и фотонов вдоль канала. Активная зона «просматривается» радиальными каналами. Такие каналы на выходе в экспериментальный зал должны быть снабжены толстой биологи-

556

ческой защитой. «Родоначальником» нейтронов являются нейтроны деления. Но они замедляются в воде, претерпевают отражения и в результате в экспериментальных каналах возникают нейтронные поля с близкими во форме, но все-таки индивидуальными спектрами. На рис. 16.2 приведены спектры в каналах, окружающих активную зону, расположенных на разных расстояниях в водном отражателе. Для ориентировки приведём некоторые типичные значения: мощность поглощённой дозы в воде от нейтронов 110 Гр/с, фотонов 200 Гр/с, плотность потока нейтронов с энергиями более 0,1 МэВ равна 3,6·1012 см-2·с-1, а тепловых нейтронов – 9,4·1012 см- 2·с-1. Для канала, удалённого на 30 см от активной зоны, спектр формируется нейтронами, прошедшими без взаимодействия, рассеянными отражёнными нейтронами. Интегральные характеристики таковы: мощность поглощённой дозы нейтронов 1,7, а фотонов 11 Гр/с. Плотность потока нейтронов 1,1·1011, а тепловых − 7,2·1010 см-2·с-1. Данные приведены для реактора типа ИРТ, работающего на мощности 2,5 МВт.

1,00E+10

ϕ(E) E,

см-2с-1

1,00E+09

1,00E+08

Рис. 16.2. Спектры нейтронов в вертикальных каналах реактора ИРТ-2000: Верхний спектр – ВЭК-6, расположен вблизи зоны; нижний спектр – ВЭК-12, расположен в воде (отражатель) на расстоянии 30 см

Другим типом реакторов являются реакторы на быстрых нейтронах. В реакторах в качестве топлива применяется монокар-

557

бид урана. Теплоносителем является натрий, иногда свинец, или свинец – висмут. Отражатель нейтронов изготовлен из тонкого слоя природного урана и толстого слоя никеля. Цепная реакция

Pu. На рис. 16.3 приведены спектры нейтронов двух радиальных каналов реактора БР-5. Пучок нейтронов канала Б-2 проходил через никелевый отражатель толщиной 16 см, нейтроны канала Б-3 проходили через слой никеля толщиной 3 см Видно, что спектры каналов не совпадают, спектр нейтронов Б-2 обогащён нейтронами малых энергий.

Даже для одного типа реактора спектры нейтронов различны. Поэтому говорить о типичном спектре какой-либо конструкции реактора можно лишь условно.

558

образны. Остановимся на американском реакторе HPRR[5], который широко используется в радиационной физике. Активная зона – полый цилиндр из уран-молибденового сплава массой до 100 кг. В полость вводят стержень из аналогичного материала, чем достигают критической массы. Мощное тепловыделение за счёт цепной реакции приводит к расширению цилиндра, и система выходит из состояния критичности. Длительность нейтронной вспышки около 50 мкс, флюенс нейтронов на поверхности реактора достигает 1014 см-2. На рис. 16.4 приведены спектры нейтронов реактора HPRR.

Рис. 16.4. Спектры нейтронов реактора HPRR. Верхний спектр – зона без защиты, нижний спектр – зона за железной защитой толщиной 13 см

2. Методы измерения кермы нейтронов

Гамма-излучение в большей или меньшей степени сопровождает нейтроны. Поэтому необходимо использовать методы, позволяющие разделить общую керму на составляющие компоненты. С этой целью можно применить калориметры для очень интенсивного гамма-нейтронного излучения или ионизационные камеры.

В калориметре одно из тел – полиэтилен или полиэтилен с добавками мочевины, другое тело – графит. В ионизационных каме-

559

рах стенки одной из них выполняются из полиэтилена с примесью мочевины (около 6 %), а газом является этилен или тканеэквива-

ных нейтронов, можно использовать полиэтилен. Внутренняя поверхность полиэтиленовой стенки камеры должна быть покрыта тончайшим слоем проводящего материала. Обычно напыляют алюминий, обеспечивая полупрозрачный слой.

Однако в ионизационной камере измеряется не непосредственно мощность дозы, а ионизационный ток, который пропорционален произведению мощности дозы, массе газа в объёме камеры и обратно пропорционален средней работе ионообразования. Точно так

смотрим некоторые справочные данные о средней работе образования ионов в газах [6], они приведены в табл. 16.4.

К сожалению, справочные данные для энергии образования пары ионов протонами в органических газах отсутствуют. Из табли-

CO γ˗

с известной мощностью дозы. В графите и полиэтилене преобладает комптоновское рассеяние, поэтому массовые коэффициенты по-

560