Источники нейтронов и спектры нейтронного

Излучения

Основными процессами, приводящими к образованию нейтронов, являются деление ядер, ядерные реакции и испускание нейтронов при снятии возбуждённого состояния ядра с большой энергией.

Деление ядер. Источники нейтронов деления и синтеза ядер – наиболее мощные нейтронные источники (мощнее только атомная бомба). В ядерном реакторе нейтроны, сопровождающие деление, могут быть мгновенными (> 99 %) и запаздывающими. Экспериментально полученные спектры нейтронов, образующихся при делении ²³⁵U и ²³⁹Pu медленными нейтронами, изображены на рис. 1.12. Одна из наиболее простых формул, описывающих спектр нейтронов деления, имеет вид распределения Максвелла[7]:

,

(1.31)

где Е _n – энергия нейтронов, МэВ; N (Е _n) – число нейтронов с энергией Е _n, приходящееся на 1 МэВ и нормированное на один нейтрон на одно деление.

N (E)

N (E)

E, МэВ

Рис. 1.12. Спектр нейтронов деления ^235U (o) и ^239Pu (·)  тепловыми нейтронами

 

Эта формула описывает спектр нейтронов деления до        ~ 9 МэВ с погрешностью ~ 10 %, коэффициенты a и b для ²³⁵U (и ²³⁹Pu) равны 0,770 и 0,776 соответственно. Наиболее вероятное значение энергии нейтронов составляет 0,75 МэВ при средней энергии около 2 МэВ.

Спектр нейтронов в реакторе (рис. 1.13) существенно отличается от спектра деления в результате многократных столкновений нейтронов с ядрами в активной зоне, и его форма зависит от состава активной зоны, материалов замедлителя и отражателя. Поэтому спектр нейтронов в реакторе значительно мягче спектра нейтронов деления. Максимум распределения находится в пределах 0,03 – 0,07 эВ. Начиная от энергий 0,3 – 0,5 эВ и до 0,2 – 0,3 МэВ спектр нейтронов обратно пропорционален энергии и называется спектром замедляющихся нейтронов или спектром Ферми:

Рис. 1.13. Спектр нейтронов в реакторе

Ф(En), отн. ед

En, эВ

            (1.32)

 

 

При более высоких энергиях вид спектра близок к спектру рождающихся в делении быстрых нейтронов. Запаздывающие нейтроны, образующиеся в активной зоне, обусловлены β-рас-падом тех осколков деления, энергия возбуждения дочерних продуктов которых превышает энергию связи нейтронов (нуклонный распад).

Испускание нейтронов при снятии возбужденного состояния ядра (нуклонный распад). При удалении от стабильного изобара в сторону избытка нейтронов (см. рис. 1.7) энергия связи нейтрона в нейтроноизбыточном ядре[8] уменьшается, а энергия β-распада растет, и в пределе, когда энергия связи нейтрона ε _n стремится к нулю, Q _β достигает 25 − 35 МэВ. Когда эта энергия становится больше энергии связи нейтрона Q _β > ε _n, появляется возможность эмиссии запаздывающих нейтронов. Схема эмиссии нейтронов показана на рис. 1.14.

Ядро-предшественник (А, Z) испытывает β-распад, при котором образуется ядро-продукт (A, Z + 1) в возбуждённом состоянии, причем энергия возбуждения превосходит энергию связи нейтрона в нем. При распаде ядра-продукта (A, Z + 1) в основное состояние ядра (A -1, Z + 1), а этот переход наиболее вероятен, испускаются нейтроны с энергией

                          (1.33)

где e _i – энергия возбуждения ядра-эмиттера (A, Z + 1). Время жизни ядра-предшественника (A, Z) всегда больше времени жизни возбуждённых состояний ядра-излучателя (A, Z + 1), поэтому спад интенсивности запаздывающих нейтронов соответствует скорости распада предшественника (A, Z). Примерами эмиссии запаздывающих нейтронов являются распад короткоживущего радионуклида ¹⁷N (Т _1/2 = 4,17 с), образующегося при работе ядерного реактора по реакции ¹⁷O(n, p)¹⁷N, а также запаздывающие нейтроны при β-распаде осколков деления[9].

 

Рис. 1.14. Схема эмиссии запаздывающих нейтронов

Спонтанное деление ядер. На практике для получения нейтронов со спектром деления часто используют изотопные источники из спонтанно делящихся трансурановых нуклидов. Особенно удобными являются источники, приготовленные на основе радионуклида калифорния ²⁵²Cf. Энергетический спектр нейтронов спонтанного деления ²⁵²Cf близок к спектру нейтронов деления ²³⁵U и ²³⁹Pu медленными нейтронами; он достаточно хорошо описывается зависимостью (1.31) с коэффициентами  a = 0,66 и b = 0,669. Источник ²⁵²Cf обладает большим удельным выходом нейтронов (около 2,5×10⁹ нейтрон/c на 1 мг радионуклида), что позволяет изготавливать небольшие высокоактивные точечные источники нейтронов деления.

Ядерные реакции. С образованием нейтронов происходят многие ядерные реакции вида (γ, n), (p, n), (a, n) и др. Наиболее широко используется (a, n)-реакция, т.к. обеспечивает наиболь-шую интенсивность на единицу массы. Эти источники пре-дставляют собой однородную смесь a-излучателя с порошком металлического Ве или В (иногда F или Li). В качестве a-излу-чателя применяют Po, Ra, Pu. Существуют две ветви реакции на бериллии:

                    (1.34)

Во втором случае ядро углерода образуется в возбуждённом состоянии, которое снимается испусканием фотона с энергией 4,42 МэВ. Высокое значение энергии реакции позволяет получить нейтроны с энергией до 10,6 МэВ при энергии a-частиц около 5 МэВ.

Спектр нейтронов в (a, n)-источниках непрерывный с максимальной энергией, близкой к сумме энергии a-частицы и энергии реакции. Энергия нейтрона зависит от угла его вылета относительно первичной частицы, от энергии конечного состояния остаточного ядра и энергии первичных частиц, вступающих в реакцию. В качестве мишени наиболее часто используется изотоп ⁹Ве (достигается наибольший выход нейтронов).

На рисунке 1.15 представлены спектры нейтронов Pu-a-Be-источников различной массы и спектр деления в том же масштабе при больших размерах водородсодержащего замедлителя. Энергетический спектр Pо-a-Be-источника практически такой же, это объясняется тем, что энергии a-частиц Pu и Pо примерно равны. Упомянутая выше (a, n)-реакция на ⁹Ве (см. (1.34)) не единственная, используемая для изготовления нейтронных источников. Довольно часто используется (a, n)-реакция на ⁷Li с источником ²⁴¹Am, при этом образуется спектр нейтронов со средней энергией 0,3 МэВ; (a, n)-реакция на естественной смеси изотопов ¹⁰В и ¹¹В, в этой реакции рождаются нейтроны со средней энергией 3,0 МэВ (с максимальной энергией 6,2 МэВ).

Рис. 1.15. Характерные спектры нейтронов Pu-Be-источника: – 160 г ^239Pu (2,9×10^7 нейтрон/с); – 2 г ^239Pu (3,6×10^5 нейтрон/с); – спектр деления ^239Pu при помещении источника в замедлитель

 

В фотонейтронных источниках используется (g, n)-реакция, которая может быть осуществлена только при энергии фотонов, превышающей энергию связи нейтронов в ядре мишени. Среди стабильных ядер наименьшими значениями энергии связи нейтрона обладают ⁹Ве (1,63 МэВ) и дейтерий D (2,23 МэВ). Эти изотопы обычно употребляют в качестве мишеней для получения фотонейтронов, когда источниками g-излучения служат радионуклиды. В таком источнике g-излучатель помещается в центр объема, занимаемого бериллием или тяжелой водой, где идет реакция

(1.35)

или

(1.36)

Поскольку радионуклиды, как правило, не испускают фотонов с энергией больше 3 МэВ, обычно мишени в фотонейтронных источниках изготавливают только из Ве и D. Источниками фотонов могут служить ²⁴Na, ⁵⁶Mn, ⁷²Ga, ⁸⁸Y, ¹¹⁶In, ¹²⁴Sb, ²²⁶Ra в равновесии с основными дочерними продуктами распада. В этих источниках разброс нейтронов по энергиям небольшой, поэтому получаемые в этих реакциях нейтроны могут считаться моноэнергетическими.

Выход нейтронов из (g, n)-источников обычно меньше, чем из (a, n)-источников, это объясняется меньшим сечением реакции (g, n). Существенный недостаток фотонейтронных источников – большой фон фотонного излучения.

Источники нейтронов на основе ускорителей заряженных частиц. Нейтроны возникают в любых мишенях, которые облучаются тяжелыми заряженными частицами, если только рождение нейтрона не запрещено энергетически. Широко распространена реакция ⁹Ве(d, n)¹⁰B для получения нейтронов с энергией 4 МэВ при облучении мишени из тяжелой воды дейтронами, ускоренными до энергии 1 МэВ

,

(1.37)

или реакция ³Н(d, n)⁴Не для получения нейтронов с энергией 14,9 МэВ при облучении мишени из тритированной воды нейтронами, ускоренными до энергии примерно 15 кэВ:

.

(1.38)

Рассмотрение основных видов превращения нестабильных ядер показывает строгую зависимость типа и энергетического спектра излучения от вида радиоактивного распада.

При a-распаде ядро испускает a-частицы с дискретным энергетическим спектром и, как правило, моноэнергетические          g-кванты. Примером чистых a-излучателей, при распаде которых g-кванты не возникают, могут служить ¹⁴⁸Gd, ¹⁴⁶Sm.

При b^--распаде (электронный распад) или b⁺-распаде (позитронный распад) ядро испускает соответственно электроны или позитроны с непрерывным энергетическим спектром и, как правило, моноэнергетические g-кванты. Примером чистых        b-излучателей, при распаде которых g-кванты не возникают, могут служить ³H, ¹⁴C, ³²P, ¹³⁵Cs, ⁹⁰Sr, ⁹⁰Y. Рождающиеся при         b⁺-распаде позитроны аннигилируют вблизи точки своего рождения в среде, что приводит к рождению двух гамма-квантов с энергией 0,511 МэВ.

При электронном захвате (ЭЗ) возникают электроны и фотоны с дискретным энергетическим спектром. Образовавшаяся дырка на K -оболочке немедленно заполняется электроном с другого уровня, при этом возникают либо низкоэнергетические фотоны (флуоресцентное излучение), либо оже-электроны с непрерывным спектром.

При изомерном переходе (ИП) ядро испускает моноэнергетические g-кванты. Примерами таких чистых g-излучателей являются ^{137 m} Ba, ^{99 m} Tc.

При спонтанном делении (СД) осколки продуктов деления перегружены нейтронами, наиболее вероятный вид распада в этом случае − b^--распад, причем деление всегда сопровождается испусканием мгновенных γ-квантов, а осколки обычно испускают запаздывающие γ-кванты.