3.3. Прохождение нейтронов через вещество

Взаимодействие нейтронов с веществом происходит в основном благодаря их взаимодействию с атомными ядрами в результате следующих механизмов:

−упругого рассеяния;

−неупругого рассеяния;

−ядерных реакций;

−деления ядер.

Из-за отсутствия заряда электромагнитное взаимодействие нейтрона с атомными электронами практически равно нулю. Поэтому при прохождении через вещество нейтроны в основном испытывают столкновения с его атомными ядрами. В ядерной физике вероятность взаимодействия определяется эффективным сечением σ [1барн = 10–24см2], которое зависит от энергии нейтронов: чем больше энергия, тем меньше сечение.

Эффективные сечения взаимодействия нейтронов с электронами атомов малы по сравнению с сечением взаимодействия заряженной частицы с атомами. Поэтому при прохождении нейтронов через вещество могут проявиться два вида их взаимодействия с ядрами вещества. Во-первых, в результате соударения нейтронов с ядрами возможно упругое и неупругое рассеяние нейтронов, а во-

вторых, возникновение ядерных реакций типа (n, γ),(n,α), (n, p),(n,2n) и деление тяжелых ядер. В зависимости от энергии

нейтронов преобладают те или иные виды их взаимодействия с веществом. Поэтому по уровню энергии нейтроны делятся на группы:

•холодные с энергией 0,025 эВ (Е<0,025);

•тепловые – 0,025≤ E ≤ 0,05эВ;

•промежуточные с энергией 0,05эВ−1кэВ;

•быстрые – 100кэВ≤ E ≤14МэВ;

•сверхбыстрые – Е >100 МэВ.

Нейтроны первых трех групп называются медленными.

Для холодных и тепловых нейтронов наблюдается реакция захвата нейтронов ядрами поглощающего вещества, которая назы-

вается радиационным захватом(n, γ), то есть:

59

Z X A +0 n1 → Z X A+1 + γ , n + 48 Cd113 → 48 Cd114 + γ + 0,04МэВ.

Для промежуточных нейтронов процессом взаимодействия с веществом является упругое рассеяние.

Для быстрых нейтронов характерны упругое и неупругое рассеяния и ядерные реакции.

Если поглощающееся вещество состоит из легких ядер, например из дейтерия (Д), трития (Т), лития (Li), бериллия (Be), углерода (C), азота (N), то нейтроны могут передавать практически всю свою энергию в результате одного столкновения, если столкновение лобовое. Поэтому после прохождения вещества из-за поглощения и рассеяния нейтронов ядрами вещества поток нейтронов уменьшается по закону

I (x) = I0 exp(−Nσx) ,

где I0 , I – плотность потока до и после прохождения слоя веще-

ства х; N – число ядер в единичном объеме вещества; Nσ – полное сечение взаимодействия нейтронов с веществом. ∑ = Nσ – назы-

вается линейным коэффициентом ослабления потока нейтронов в веществе, см-1.

Величина λ = ∑1 называется длиной свободного пробега

нейтронов в веществе, λa – средняя длина пробега – это расстоя-

ние, при прохождении которого плотность потока нейтронов из-за поглощения уменьшается в e раз. Плотность потока нейтронов N(R) на расстоянии R от источника, испускающего N0 нейтронов в единицу времени, определяется соотношением

N(R) = 4πNR0 2 e−λRa .

Быстрые нейтроны наиболее эффективно замедляются веществами с легкими ядрами. К ним относятся водородосодержащие вещества: вода, парафин, бетон, пластмассы и другие.

Для эффективного поглощения тепловых нейтронов используются материалы, обладающие большим сечением захвата (это материалы с бором, кадмием): борная соль, борный графит, сплав Cd со свинцом и другие (табл. 7).

60

В лабораторных условиях для защиты от быстрых нейтронов используют комбинированную защиту (из парафина, воды, Cd, B и свинца).

Таблица 7 Длина свободного пробега быстрых нейтронов в веществах

3.4. Взаимодействие γ -излучения с веществом

Рентгеновское и γ -излучение относятся к электромагнитному

излучению. Их свойства зависят от частоты. Они не различаются между собой, если их частоты совпадают. Поэтому в дальнейшем будем рассматривать особенности взаимодействия γ -квантов

с веществом.

Гамма-лучи обладают сильнопроникающим излучением. Проходя через вещество, γ -кванты взаимодействуют с электронами

и ядрами атома, в результате чего их интенсивность уменьшается. Если энергия γ -квантов составляет до 10 МэВ, то существенными

процессами являются фотоэффект, эффект Комптона и образование электрон-позитронных пар. При энергии γ -квантов больше 10 МэВ

процесс переходит в порог фотоядерных реакций, и в результате взаимодействия γ -квантов с ядрами становятся возможными реак-

ции типа (γ, p),(γ,α). При фотоядерных реакциях нужно учитывать

ионизацию атомов вторичными заряженными частицами: протонами (p) и α -частицами. При фотоэффекте атом поглощает γ -квант

и высвобождает электрон, энергетическое соотношение при этом имеет вид Eγ = Ee + Ei , где Eγ – энергия первичного γ -кванта;

61

Ei – энергия связи электрона в атоме; Ee – кинетическая энергия

вылетевшего фотоэлектрона. Переход менее связанных электронов на вакантные уровни сопровождается выделением энергии, которая может передаваться одному из электронов верхних оболочек атома, что приводит к вылету электрона из атома (эффект Оже), или трансформироваться в энергию характеристического рентгеновского излучения. Фотоэффект происходит тогда, когда энергия γ -кванта больше энергии связи электрона в оболочке атома (рис.

17, а).

Если энергия γ -кванта меньше энергии связи электрона

в K-оболочке, но больше чем в L-оболочке, то фотоэффект может идти на всех оболочках атома, кроме K-оболочки. Поэтому фотоэффект в основном происходит на K- и L-оболочках.

γ

в виде τ = τ0 + τs , где τ0 – линейный коэффициент, связанный преобразованием первичной энергии фотона в кинетическую энергию электрона; τs – линейный коэффициент, связанный преобра-

зованием первичной энергии фотона в энергию характеристического излучения. Линейный коэффициент фотопоглощения определяется по формуле

τ = Z 5 .

Eγ3,5

62

С увеличением энергии квантов фотоэффект отходит на задний план, уступая место эффекту Комптона (рис. 17, б). При комптоновском эффекте часть энергии γ -кванта преобразуется в кине-

тическую энергию электронов отдачи, а часть энергии уносит рассеянный γ -квант.

Линейный коэффициент комптоновского взаимодействия ε = εk + εs , где εk – линейный коэффициент, обусловленный пре-

образованием первичной энергии γ -кванта в энергию отдачи электрона; εs – линейный коэффициент, обусловленный рассеянием γ -кванта. Линейный коэффициент комптоновского взаимодействия вычисляют по формуле

ε = Z .

Eγ

Гамма-квант с большой энергией, то есть больше 1,02МэВ, в поле тяжелого ядра может образовать электрон-позитронную пару (рис. 17, в). Вся энергия γ -кванта преобразуется в энергию

покоя электрона и позитрона и их кинетические энергии, то есть

hν = 2mc2 + Ee− + Ee+ .

Линейный коэффициент эффекта образования пар определяется как

χ = Z 2 ln Eγ .

Полный линейный коэффициент взаимодействия γ -квантов с веществом составляет

µ = τ+ ε + χ .

Тогда ослабление интенсивности падающего на вещество пучка γ -квантов в зависимости от толщины слоя вещества может

быть описано соотношением

I(x) = I0e−µx .

Полный линейный коэффициент зависит от плотности ρ вещества, Z, Eγ , то есть µ = µ(ρ,Z, Eγ ) .

63

С увеличением энергии γ -квантов сначала µ уменьшается,

принимая минимальное значение, а затем увеличивается. Такой ход кривой объясняется тем, что при низких энергиях преобладают фотоэффект и комптоновский эффект, а при больших энергиях основной вклад в коэффициент µ дает эффект образования пар

(рис. 18).

Для свинца, то есть тяжелых элементов, γ -кванты с энергией

около 3МэВ становятся прозрачными.

В ядерной физике вместо линейного коэффициента используют массовый коэффициент µm , смг2 , который равен

µm = µρ .

µ

Рис. 18. Зависимость µ ослабления от энергии γ -квантов в Pb

Тогда

I(x) = I0e−ρµxm = I0 exp(−ρµm x).

Если точечный γ -источник помещен в однородное вещество, то интенсивность его излучения изменяется по закону

I (R) = 4πIR0 2 e−µR ,

64

где R – расстояние от точечного источника до поверхности внутри вещества, в котором рассматривается интенсивность. Это соотношение не учитывает вклад в интенсивность рассеянного излучения. Рассеянные γ -кванты после многократных столкновений

с электронами могут выйти из вещества. И тогда в точку А, расположенную после защитного слоя, попадают как первичные, так и рассеянные γ -кванты. Тогда

I (R) = B RI02 e−µR ,

где B – называют фактором накопления. Его измеряют экспериментально. Он зависит от геометрии источника энергии первичных квантов и толщины вещества. Для свинца и γ -квантов с энер-

гией 1 МэВ фактор накопления изменяется от 1,35 (µR =1) до 20

( µR = 20 ) (рис. 19).

Слой вещества

γ − кванты

А

Рис. 19. Схема прохождения γ -квантов через вещество

Таблица 8

Зависимость линейного коэффициента µ, см -1, в воздухе, алюминии и свинце от энергии γ-квантов

Линейный коэффициент, см -1

65

Линейный коэффициент µ, см -1, численно равен толщине слоя l вещества, при прохождении которого интенсивность γ -излу-

чения уменьшается в e раз:

µ = 1l .

Из определения видно, что l = µ1 , и чем больше µ , тем меньше l, то есть тем меньше толщина защитного слоя вещества(табл. 8).

Пример. Рассчитать: 1) слой половинного ослабления парал- γ -квантов с энергией Eγ = 1МэВ для свинца

Пучок γ -квантов ослабляется свинцом более эффективно, чем алюминием.

66