Взаимодействие нейтронов с веществом

В связи с отсутствием у нейтронов заряда, они проходят без столкновений в конденсированных средах сравнительно большие для элементарных частиц расстояния, измеряемые сантиметрами. Процессы взаимодействия нейтронов с веществом определяются как энергией нейтронов, так и атомным составом и состоянием среды. Прохождение через среду «узкого» пучка нейтронов описывается экспоненциальной зависимостью, аналогичной формуле (2.15) для g-квантов

N = N 0× e -S· x,

(2.31)

где S - полное макроскопическое сечение взаимодействия нейтронов с атомами среды.

Полное макроскопическое сечение S взаимодействия нейтронов

S = S s + S a + S f,

(2.32)

где S- макроскопическое сечение рассеяния, включающее в себя сечения упругого и неупругого рассеяний; S _a - макроскопическое сечение, равное сумме сечений всех реакций, сопровождающих поглощение нейтрона; S _f - макроскопическое сечение деления (для неделящихся ядер S _f = 0):

S _a = S _{n ,g} + S _{n , p} + S _{n ,a} +....                       (2.33)

В отличие от сечений взаимодействия g-излучения с веществом сечения взаимодействия нейтронов не являются плавными функциями энергии нейтронов или атомного номера. Сечения нейтронных реакций зависят от энергии нейтронов и значительно различаются для разных элементов и даже изотопов одного элемента (рис. 2.11).

Поскольку явления, происходящие при взаимодействии нейтронов с ядрами вещества, существенно зависят от энергии нейтрона, оказалось целесообразно разделять нейтроны на группы по энергиям, хотя строгой классификации нейтронов по их энергии не существует. Так, в экспериментальной физике нейтроны делят на группы, определяющие тот или иной метод регистрации: тепловые, надкадмиевые (для отсекания нейтронов определенной энергии), резонансные (для выделения нейтронов определенной энергии), быстрые (регистрация по протонам отдачи). В дозиметрии нейтроны делятся по радиобиологическому эффекту, возникающему при взаимодействии нейтронов различных энергетических групп с биологической тканью. Для широкого круга задач условно можно принять следующее разбиение нейтронов по энергиям:

- тепловые - нейтроны, находящиеся в термодинамическом равновесии с атомами рассеивающей среды; наиболее вероятная энергия таких нейтронов при комнатной температуре равна 0,025 эВ;

- надтепловые - нейтроны с энергией Е < 1 кэВ;

- промежуточные - нейтроны с энергиями 1 - 200 кэВ;

- быстрые - нейтроны с энергиями от 200 кэВ до 20 МэВ.

Основными процессами, которые наблюдаются при взаимодействии нейтронов со средой, являются упругое рассеяние     (n, n), неупругое рассеяние (n, n ¢), радиационный захват (n, g), расщепление с вылетом заряженных частиц[19] (n, α), (n, p),..., деление ядер (n, f). В большинстве случаев при взаимодействии со средой нейтрон не поглощается, а рассеивается на некоторый угол, теряя при этом энергию.

В биологической ткани могут идти все перечисленные выше процессы кроме деления, но роль этих процессов будет различной в зависимости от энергии нейтронов.

Рис. 2.11. Зависимость полных нейтронных сечений Σ от энергии Е для ядер H, O, C, B, Na и Fe

 

 

При упругом рассеянии (n, n) нейтрон меняет свое направление, а часть его кинетической энергии передается ядру отдачи. Упругое рассеяние нейтронов возможно при любой энергии нейтронов и на всех ядрах. Начальная кинетическая энергия нейтрона распределяется между нейтроном и ядром отдачи. Ядро при этом остается в невозбужденном состоянии. Из законов сохранения энергии и импульса можно рассчитать энергию, которую получает ядро отдачи e_яд при упругом взаимодействии:

 ,                  (2.34)

где e₀ – начальная энергия нейтрона; M, m – массы ядра и нейтрона соответственно; J – угол между первоначальным направлением нейтрона и направлением движения ядра отдачи в лабораторной системе координат.

Максимальная энергия, передаваемая нейтроном ядру (при этом J = p),

(2.35)

а средняя энергия  примерно равна половине максимальной энергии e_max:

(2.36)

Из формул (2.35) и (2.36) видно, что чем легче ядра поглощающей среды, тем большую долю энергии теряют нейтроны в процессе упругого рассеяния. Например, при столкновении с ядром атома водорода (протоном) e_max = e₀, при столкновении с ядром атома кислорода e_max = 0,22×e₀, а с ядром атома железа – 0,07×e₀. Получив такую энергию, тяжелое ядро атома начинает двигаться в веществе. При этом атом в целом теряет электроны и становится положительно заряженным ионом. При движении через вещество такой ион производит ионизацию и возбуждение встречных атомов.

Поскольку при упругом рассеянии на водороде (масса протона примерно равна массе нейтрона) передается максимальная энергия нейтрона, лучшими замедлителями являются водородсодержащие среды.

Неупругое рассеяние нейтронов (n, n ¢) – рассеяние, при котором часть кинетической энергии нейтрона передается ядру в качестве энергии возбуждения.

Поскольку ядро может находиться только в определенных дискретных возбужденных состояниях, неупругое рассеяние возможно только в том случае, когда энергия нейтрона выше хотя бы первого возбужденного состояния. Возбуждение ядра снимается путем испускания одного или нескольких g-квантов, а спектр испускаемых g-квантов зависит от структуры энергетических уровней возбужденного ядра. Таким образом, неупругое рассеяние характерно только для быстрых нейтронов, оно может происходить на любом ядре, имеющем уровни возбуждения, т.е. на всех ядрах кроме водорода, дейтерия и гелия.

Как правило, энергия порога с увеличением массового числа уменьшается. Например, энергии первого возбужденного состояния ядер элементов ¹²С, ⁵⁶Fe и ²³⁵U составляют 4,44, 0,845 и 0,007 МэВ соответственно. В среднем, у тяжелых ядер первый уровень возбуждения ~ 100 кэВ, у легких – 0,5 – 5 МэВ. Для биологических объектов неупругое рассеяние малозаметно в формировании дозы нейтронов, а в защитных материалах, таких как железо и бетон, становится существенным. На рисунке 2.12 изображена зависимость сечения неупругого рассеяния нейтронов свинцом, оловом и железом от энергии нейтрона.

 

Рис. 2.12. Зависимость сечения неупругого рассеяния нейтронов свинцом, оловом и железом от энергии нейтрона

 

В области энергий нейтронов 5 – 10 МэВ сечение неупругого рассеяния на ядрах тяжелых и средних элементов составляет примерно половину полного сечения. Большой сброс энергии за одно соударение при неупругом рассеянии делает этот процесс очень важным для построения радиационной защиты. Существенно также и то, что процесс неупругого рассеяния практически изотропен.

Радиационный захват (n, g) – это неупругое взаимодействие, приводящее к поглощению нейтрона и образованию возбужденного состояния ядра. Переход ядра из возбужденного состояния в основное сопровождается испусканием одного или нескольких фотонов. Подавляющее большинство нейтронов поглощается в тепловой области энергий, хотя этот эффект может наблюдаться в промежуточной и в резонансных областях. Сечение захвата нейтронов s_захв в низкоэнергетической области обратно пропорционально квадратному корню из энергии нейтрона e _n: .

Радиационный захват может происходить на ядрах почти всех элементов. Фотонное излучение, возникающее при радиационном захвате, имеет очень высокую суммарную энергию         (6 – 9 МэВ), поэтому в некоторых практических задачах, например, при проектировании защиты, захватное g-излучение играет определяющую роль в формировании поля излучения за защитой.

Расщепление с вылетом заряженных частиц (n, р), (n, a),    (n, d) и т.д. также относится к неупругим взаимодействиям нейтронов с ядрами среды. Реакции расщепления с вылетом заряженных частиц идут тоже с образованием возбужденного ядра и возможны только в том случае, когда быстрый нейтрон передает протону (или a-частице, или дейтрону и т.п.) энергию, достаточную для преодоления потенциального барьера. Расщепление с вылетом заряженных частиц наиболее вероятно для быстрых нейтронов, взаимодействующих с легкими ядрами. При больших энергиях нейтронов (больше 10 МэВ) реакция (n, a) в биологических объектах становится заметной, а при 20 МэВ может формировать до половины дозы, причем на углероде и кислороде протекают реакции (n, a), (n, 2a), (n, 3a) и т.д. Для медленных нейтронов этот процесс маловероятен, за исключением четырех случаев: ⁶Li(n, a)³H; ¹⁰B(n, a)⁷Li; ³He(n, р)³H; ¹⁴N(n, р)¹⁴C.

Таким образом, радиационный захват и расщепление с вылетом заряженных частиц приводят к поглощению нейтрона и передаче его энергии вторичному излучению. При упругом и неупругом рассеянии только часть энергии нейтрона преобразуется в энергию заряженных частиц и ядер отдачи. Считается, что образующиеся при взаимодействии нейтронов заряженные частицы и ядра отдачи поглощаются средой вблизи от места своего образования, и наоборот, образующиеся при радиационном захвате  g-кванты, имеющие большой пробег, могут выйти из окружающей среды. Также из поглотителя могут выйти и рассеянные нейтроны.

Таким образом, в точке взаимодействия нейтрона с веществом появляются вторичные тяжелые заряженные частицы и фотоны:

- протоны, a-частицы и дейтроны - продукты неупругого рассеяния нейтронов;

- ядра отдачи - продукты упругого рассеяния нейтронов;

- фотоны - продукты радиационного захвата.

Этим частицам и фотонам передается вся энергия, теряемая нейтроном и (или) возникающая в первичном взаимодействии. Вторичные тяжелые заряженные частицы переносят переданную им энергию на очень небольшое расстояние от точки первичного взаимодействия, теряя ее на ионизацию и возбуждение атомов и молекул среды. В итоге в небольшой окрестности точки первичного взаимодействия нейтрона в веществе возникают области с большой плотностью энергии, переданной среде в пределах треков вторичных заряженных частиц.

Глава 3. ХАРАКТЕРИСТИКИ ПОЛЯ ИЗЛУЧЕНИЯ.
БАЗОВЫЕ ДОЗИМЕТРИЧЕСКИЕ ВЕЛИЧИНЫ

Базовые дозиметрические величины служат характеристиками поля излучения и являются мерой взаимодействия поля ионизирующего излучения с веществом. Свойства базовых дозиметрических величин определяются только физическими процессами взаимодействия ионизирующего излучения с атомами и молекулами среды.