Метрология нейтронного излучения. Учебное пособие

АКАДЕМИЯ СТАНДАРТИЗАЦИИ, МЕТРОЛОГИИ И СЕРТИФИКАЦИИ

С.Г. Кондратенко

МЕТРОЛОГИЯ НЕЙТРОННОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Учебное пособие

Москва

2014

1

УДК 539.1.074

Кондратенко С.Г. Метрология нейтронного излучения: Учеб. пособие. — М.: АСМС, 2014. — 37 с.

Приведены сведения о взаимодействии нейтронного излучения с веществом, рассмотрены методы и средства нейтронных измерений. Значительное внимание уделено методам и средствам метрологического обеспечения измерений в области нейтронной радиометрии и дозиметрии нейтронного излучения.

Учебное пособие предназначено для работников государственных метрологических служб и метрологических служб юридических лиц, повышающих квалификацию на кафедре «Фи- зико-технические и радиоэлектронные измерения» АСМС по специализации «Поверка средств измерений ионизирующих излучений».

© АСМС, 2014

2

ГЛАВА 1. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ НЕЙТРОНОВ С ВЕЩЕСТВОМ

1.1. Основные свойства нейтронов

Нейтрон — нейтральная ядерная частица, нуклон. Из всей совокупности ядер только одно не содержит нейтронов — ядро водорода. 3Не состоит из одного нейтрона и двух протонов. В остальных ядрах число нейтронов в ядре или равно числу протонов, а после серы в таблице Менделеева преобладание количества нейтронов над протонами в ядрах нарастает. И уже в уране-238, наиболее тяжёлом ядре, встречающемся в природе, число нейтронов в 1,56 превышает число протонов.

Масса нейтрона, равная 1,00867 а.е.м. = 939,6 МэВ, несколько больше массы протона, равной 1,00783 а.е.м. (для справки: масса электрона 5,5 ∙ 10–4 а.е.м.).

В свободном состоянии нейтроны вне ядра не существуют. Однако в результате различных искусственных ядерных реакций нейтроны могут находиться вне ядер. Нейтрон вне ядра неустойчив и распадается с испусканием бета-частицы и антинейтрино с периодом полураспада Т1/2 = 11,7 мин:

~

h p e v .

Нейтроны взаимодействуют практически только с ядрами атомов. При прохождении нейтронов через вещество между ними и ядрами могут возникнуть различные виды взаимодействий, т.е. ядерные реакции. Вероятность возникновения различных ядерных реакций неодинакова. Для характеристики вероятности нейтронной ядерной реакции вводится понятие эффективного поперечного сечения.

Предположим, что однородный пучок нейтронов падает на площадку — мишень в 1 см2, расположенную перпендикулярно потоку. На площадке мишени расположены ядра вещества толщиной в один слой. Число ядер в 1 см2 равно п. Пусть за единицу времени на мишень падает Ф нейтронов, а число взаимодействий нейтронов с ядрами за это время составило R.

Тогда среднее число процессов, приходящееся на одно ядро и один нейтрон, будет равно

3

и представлять собой ядерное поперечное сечение данной реакции, которое обозначается и называется микроскопическим поперечным сечением. Микроскопическое поперечное сечение для данного вещества является ядерной константой и зависит от энергии падающего нейтрона.

Поперечное сечение, отнесенное к общему числу ядер, заключенному в 1 см3 вещества, N называется макроскопическим поперечным сечением Σ:

В общем случае возможны несколько видов взаимодействия нейтронов с ядрами вещества. Поэтому полное поперечное сечение (или вероятность того, что произойдет одна из реакций)

Для вещества, состоящего из i различных ядер, макроскопическое сечение

n

i 1

где Ni — число ядер i-го вида в 1 см3 вещества; σi — микроскопическое поперечное сечение этих ядер.

Взаимодействие нейтронов с веществом сильно зависит от энергии нейтронов Еn. Условно нейтроны делятся на тепловые (Еn < 0,1 эВ), промежуточные (1 эВ < Е < 0,2 МэВ) и быстрые

(Еn > 0,2 МэВ).

В литературе встречаются также устоявшиеся термины: хо-

(En > 0,1 эВ), резонансные нейтроны (1 эВ < Еn < 100 эВ), сверхбыстрые нейтроны (Е > 20 МэВ).

1.2. Нейтронные ядерные реакции

Под нейтронной ядерной реакцией понимается процесс взаимодействия нейтронов с ядрами атомов, в результате которого последние испытывают какие-либо превращения.

Символически ядерные реакции обозначаются в виде:

А + n → B +b или A(n, b)B,

4

где А, В — ядро-мишень и превращенное ядро соответственно; n, b — налетающий на ядро нейтрон и возникшая (вылетающая) в результате реакции ядерная частица.

Все виды нейтронных реакций можно разделить на следующие: упругое рассеяние нейтронов ядра (n, n); неупругое рассеяние (п, п, γ); реакции с поглощением нейтронов (п, b), деления ядер (n, f).

Упругое рассеяние (n, n). Реакция упругого рассеяния нейтронов ядрами аналогична столкновению двух упругих шаров. Между нейтроном и ядром-мишенью происходит обмен кинетической энергии без изменения внутреннего состояния ядра (рис. 1). Сечение упругого рассеяния σs многих веществ зависит от энергии нейтронов в быстрой области, а в тепловой и промежуточной оно почти постоянно. Исключение составляет водород, у которого сечение резко падает в тепловой области.

n

ЯО

Рис. 1. Схема упругого рассеяния нейтронов

При упругом рассеянии действуют процессы сохранения энергии и импульса. Из этих законов следует, что энергия ядра отдачи (ЯО) Е составляет

где Еn — энергия нейтрона; М — масса ядра-мишени; — угол вылета ЯО по отношению к первоначальному движению нейтрона.

Приведенное выражение (5) показывает, что чем меньше масса ядра, тем больше потеря энергии нейтрона. Наибольшую потерю энергии нейтроны испытывают при столкновении с частицами равной ему массы, т.е. при столкновении с ядром атома водорода. Так, чтобы нейтрон замедлился от энергии 2 МэВ до

5

тепловой энергии (0,025 эВ), ему достаточно 19 упругих столкновений с ядрами водорода, 35 — с ядрами дейтерия, 114 — с ядрами углерода. Поэтому для замедления быстрых нейтронов применяют вещества, слабо поглощающие нейтроны и состоящие из легких атомов. Это обычно вода, тяжелая вода, графит.

Неупругое рассеяние (п, п′, γ). Быстрые нейтроны могут испытывать при столкновениях с ядрами неупругое рассеяние, в результате которого нейтрон расходует часть своей кинетической энергии на возбуждение ядра. Затем возбужденное ядро почти мгновенно переходит в основное состояние, излучая гамма-квант.

Неупругое рассеяние — пороговая реакция. Чтобы быстрый нейтрон рассеялся неупруго, его энергия должна превышать энергию первого возбужденного уровня ядра-мишени. Эта энергия зависит от массового числа А ядер. С увеличением А она уменьшается от нескольких мегаэлектронвольт до сотен килоэлектронвольт и ниже. Сечения неупругого рассеяния сначала быстро возрастают (после энергетического порога), а затем с увеличением энергии нейтрона монотонно стремятся к постоянному значению.

Поглощение нейтронов (п, b). В этой реакции нейтрон поглощается ядром-мишенью, из которого испускается частица b. Известны следующие виды подобных реакций: реакции с испусканием заряженных частиц (n, α), (n, p), реакции с испусканием группы нейтронов (n, 2n) и реакции с испусканием гамма-кванта (n, γ) — радиационный захват.

Реакции (n, α), (n, p) удобны для регистрации нейтронов, измерения их энергии, поскольку энергии протонов и α-частиц имеют корреляцию с энергией нейтронов. Среди легких ядер имеются три нуклида, на которых с особенно большой вероятностью идут эти реакции:

3Не(n, p)3Т; 6Li(n, α)3Т; 10В(n, α)7Li.

Эти реакции идут также и на многих других ядрах, но они являются пороговыми, т.е. они возможны при энергии нейтрона выше энергии реакции. Пример такой реакции, используемой при регистрации нейтронов: 27Аl(n, р)27Mg; 27А1(n, α)24Na.

Реакции (n, 2n), (n, γ) приводят к образованию нестабильных изотопов, по активности которых можно судить о многих характеристиках нейтронного излучения. Пример таких реакций:

6

65Cu(n, 2n)64Cu; 197Au(n, γ)198Au.

Первая реакция — пороговая — используется для регистрации быстрых нейтронов, две следующие широко применяются для регистрации тепловых нейтронов.

В реакции радиационного захвата ядро излучает мгновенный гамма-квант или каскад квантов. Иногда при регистрации нейтронов измеряют непосредственно кванты.

Деление ядер (n, f). Большое практическое значение имеет реакция деления, вызванная поглощением нейтронов ядрами делящихся нуклидов. К таким нуклидам относятся ядра урана, трансурановых элементов, в первую очередь плутония.

Для деления ядер необходимо, чтобы выделяющаяся при поглощении нейтронов энергия была больше энергии, необходимой для деления (энергия активации). При поглощении нейтрона в ядре-мишени выделяются удельная энергия связи нуклида в ядре и кинетическая энергия нейтрона.

При поглощении нейтрона ядром изотопа 235U образуется изотоп 236U. При этом выделяется энергия связи нейтронов в этом ядре, равная 6,8 МэВ. Энергия активации этого ядра составляет 6,6 МэВ. Поэтому ядра 235U делятся при захвате нейтронов независимо от кинетической энергии нейтронов.

При захвате нейтрона ядром изотопа 238U выделяется энергия связи 6 МэВ. Энергия активации ядра образовавшегося изотопа 239U 7,1 МэВ. Поэтому деление ядер изотопа 238U может осуществляться только быстрыми нейтронами с энергией больше 1,1 МэВ.

Деление нейтронов на ядрах вой ядерной энергетики.

Все делящиеся материалы нашли широкое применение в регистрации нейтронов.

ГЛАВА 2. ИСТОЧНИКИ НЕЙТРОННОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

2.1.Источники и поля нейтронов. Основные характеристики

Вприроде (на Земле) нейтронное излучение не встречается и получается искусственно в результате различных реакций на ядрах, в которых нейтроны наименее связаны. Это обычно легкие ядра D, T, Li, Be, F и т.д. Нейтроны излучаются также при спон-

7

танном делении некоторых трансурановых элементов. В качестве источников нейтронов служат радионуклидные источники, некоторые ускорители заряженных частиц и ядерные реакторы.

Нейтронные измерения, как правило, осуществляются в некотором пространстве вокруг источника (или источников) нейтронов, в нейтронном поле. Нейтронное поле — совокупность свободных нейтронов в среде.

Каждая точка нейтронного поля характеризуется нейтронными физическими величинами. Физические величины (ФВ), характеризующие поле и источник по количеству нейтронов, называются радиометрическими, ФВ, характеризующие поле и источник по энергии нейтронов, — спектрометрическими, а ФВ, характеризующие эффект воздействия нейтронного излучения на облучаемый объект, — дозиметрическими. В рамках данного пособия будут рассмотрены радиометрические и дозиметрические ФВ.

К основным радиометрическим характеристикам относятся:

поток нейтронов W — число нейтронов, испускаемых за пределы источника в единицу времени [с–1] (ФВ, характеризующая источник);

флюенс нейтронов φ — число нейтронов, пересекающих поверхность сферы с поперечным сечением 1 см2 в течение времени t [см–2];

плотность потока нейтронов Ф — число нейтронов, пересекающих поверхность сферы с поперечным сечением 1 см2 в единицу времени [см–2∙с–1];

энергетическая плотность потока нейтронов Ф(Е) — отношение плотности потока нейтронов Ф с энергией от Е до (Е + dE) к энергетическому интервалу dE;

угловая плотность потока нейтронов Ф(Ω) — отношение плотности потока нейтронов Ф, распространяющихся в пределах элементарного телесного угла Q, ориентированного в направлении Ω к этому телесному углу [с–1∙см–2∙Дж–1] (ФВ, характеризующие поле).

К основным дозиметрическим характеристикам относятся: поглощенная доза нейтронного излучения D — отношение

энергии dE, переданной нейтронным излучением в элементарном объеме облучаемого объекта, к массе dm вещества объекта в этом объёме:

8

1 рад = 10–2 Гр);

мощность поглощенной дозы D — поглощенная доза в единицу времени [Гр∙с–1 = Вт∙кг–1];

керма K — отношение суммы первоначальных кинетических энергий dEк всех заряженных частиц, появившихся под действием нейтронного излучения в элементарном объеме облучаемого вещества, к массе этого вещества:

K dEdmк .

Единица 1 Гр равна керме, при которой сумма начальных кинетических энергий всех заряженных ионизирующих частиц, образовавшихся под действием нейтронного излучения в веществе массой в 1 кг, равна 1 Дж.

Между поглощенной дозой и кермой есть разница. При опре-

делении кермы суммируется кинетическая энергия частиц Ек, образовавшихся в элементе объема. Частично энергия поглощается в этом объеме, частично вне его. При определении поглощенной дозы суммируется вся энергия dE, выделенная в элементе объема частицами, возникшими как в этом объеме, так и вне его.

Мощность кермы K — отношение приращений кермы dK за интервал времени dt [Гр∙с–1].

Эквивалентная доза Н — произведение поглощенной дозы D в биологической ткани на взвешивающий коэффициент для нейтронного излучения в данном объеме элемента биологической ткани: Н = WD [Зв]. Мощность поглощенной дозы Н — доза в единицу времени [Зв∙с–1].

Значения взвешивающего коэффициента W в зависимости от энергии нейтронов Еп:

9

2.2.Радионуклидные источники нейтронов

Кэтой категории относятся источники нейтронов на основе ядерных реакций (α, n), (γ, n) спонтанного деления трансурановых элементов.

Источники нейтронов на основе (α, n) реакции. Реакция основана на бомбардировке ядер альфа-частицами и осуществляется по следующей схеме:

деляемая при реакции энергия.

В качестве ядра-мишени чаще всего используется 9Ве, у которого энергия связи нейтрона наименьшая среди всех изотопов: 1,665 МэВ.

Источниками альфа-излучения являются ядра тяжелых элементов — 2!0Ро, 226Ra, 227Ac, 238Pu, 239Pu, 241Ат. Из-за того, что

альфа-частицы, прежде чем бомбардировать ядра-мишени, теряют различное количество своей энергии в результате ионизационных эффектов с атомами среды, энергетический спектр

нейтронов является протяженным и сложным с энергией от 0 до

10+13 МэВ.

Наиболее доступным альфа-излучателем является 210Ро, однако сравнительно короткий период полураспада (138,4 дня) делает его неудобным в работе, так как, во-первых, в процессе работы требуется обязательная коррекция на уменьшение потока нейтронов, во-вторых, у источника малый срок эксплуатации. Несмотря на недостатки источники нейтронов с Ро широко применяются из-за невысокой стоимости. Максимальный поток нейтронов таких источников Wmax = 5∙106 с–1.

Широко используются источники с альфа-излучателями 238Pu, 239Pu — плутоний-бериллиевые. Поток нейтронов может достигать W = 1,5∙106 с–1. Наибольший поток нейтронов для

данного класса источников у актиний-бериллиевых источников

Wmax = 108 c–1.

10