eng
Содержание
Содержание
Предисловие …………………………………………………………………………………...7
Глава I. Проводимость газа, создаваемая ионизирующими излучениями………………………………………………………….........................9
1.1.
Краткая характеристика высокоинтенсивных импульсных источников ионизирующих излучений ………………………………………………….……..................9
1.1.1.
Проникающая радиация, создаваемая при взрывах ядерных боеприпасов…………………………………………………………………….........................11
1.1.2.
Плотность ионизации воздуха, создаваемая быстрыми нейтронами…………..41
1.1.3.
Моделирующие установки…………………………………………………………...51
1.1.3.1
Импульсные ядерные реакторы………………….………………………………...51
1.1.3.2
Рентгеновские установки………………………………………………....56
1.1.3.3
Ускорители электронов…………………………………….......................61
1.2.
Плотность ионизации и проводимость воздуха, создаваемые импульсными источниками ионизирующих излучений……………………...66
§ 1.2.1 Взаимодействие быстрых электронов с воздухом (первичные и вторичные процессы)………………………………………………………………………………………45
§ 1.2.2. Проводимость воздуха, возникающая при облучении ионизирующим излучением…………………………………………………………….………………………52
Глава 2. Методы измерения плотности ионизации и проводимости газа, создаваемые ионизирующими излучениями …………………………………..57
Введение………………………………………………………………………...…57
§ 2.1. Общие требования к измерительному объёму……………...…………...59
2.1.1.
Облучение рентгеновскими и гамма-квантами........................................59
2.1.2.
Объем, образованный стенками из разнородных материалов…………….62
2.1.3.
Облучение объема быстрыми нейтронами ………………………………….....….63
§ 2.2. Измерение плотности ионизации и проводимости воздуха с помощью ионизационной камеры…………...........................................................................................66
§ 2.3. Измерение дозы импульсного ионизирующего излучения с помощью конденсаторных ионизационных камер………………………………………..…..71
§ 2.4. Сверхвысокочастотные методы измерения проводимости газа, создаваемой ионизирующими излучениями…………………………………….....75
2.4.1.
Кинетическое уравнение………………………….……………………………………………………76
2.4.2.
Проводимость плазмы в слабом поле СВЧ…………...............................79
2.4.3.
Резонаторный метод…………………………………….................................81
2.4.4.
Волноводный метод………………………………………………………..……84
2.4.5.
Использование СВЧ - методов для исследования плазмы, создаваемой ионизирующими излучениями…………………………………..……………….….85
2.4.6.
Использование резонаторного метода при измерении концентрации свободных электронов при больших давлениях газа и оценка его погрешности …………………………………………………………………………….86
2.5.
Методы измерения проводимости газа на высоких частотах…………………………………………………………………………………..90
2.5.1.
Измерение проводимости воздуха с помощью воздушной коаксиальной линии ………………………………………………………………………………..……90
2.5.2.
Повышение помехозащищенности схемы диагностики плазмы ….......92
2.5.3.
Измерение проводимости воздуха с помощью зонда ……………………..94
Глава 3. Экспериментальное исследование методов измерения проводимости газов, дозы и мощности дозы (плотности ионизации) с использованием различных источников ионизирующего излучения ……………………………..99
§ 3.1. Измерение проводимости воздуха и мощности экспозиционной дозы (плотности ионизации), создаваемой стационарными и импульсными источниками ионизирующих из¬лучений с помощью ионизационных камер ……………………………………………………………………………..99
§ 3.2. Измерение проводимости электроотрицательных газов на импульсных источниках ионизирующего излучения с помощью ионизационных камер……………………………………………………………………………….…….…...112
§ 3.3. Измерение больших доз импульсного из¬лучения с помощью интегральных конденсаторных камер……………………………………………………………...117
§ 3.4. Измерение проводимости воздуха и мощности экспозиционной дозы (плотности ионизации) с помощью зондов …………………………………….121
§ 3.5. Измерение проводимости газа и мощности экспозиционной дозы (плотности ионизации) с помощью коаксиальных и спиральных полосковых линий …………………………………………………………………130
§ 3.6. Измерение проводимости газа и мощности экспозиционной дозы (плотности ионизации) резонаторным СВЧ-методом ………………………..135
§ 3.7. Чувствительность ионизационных камер к нейтронному излучению образцовых дозиметров экспозиционной дозы и мощности экспозиционной дозы фотонного излучения …………………………..…143
Заключение ……………………………………………………….…………………..154
Литература …………………………………………………………………………..155
Приложение I. Некоторые аналитические решения упрощенных дифференциальных уравнений состояния ионизации воздуха для различных источников ионизирующих излучений …………………………..234
Приложение 2. Методика измерения мощности поглощенной дозы (плотности ионизации), создава¬емой ионизирующими излучениями высокоинтен¬сивных ядерно-физических установок ………………………...242
Приложение 3. Программа метрологической аттестации методики выполнения измерения …………………………………………………………….254
ПРЕДИСЛОВИЕ
Монография посвящена изложению и анализу методов измерения проводимости газов, создаваемой ионизирующими излучениями. Эти методы являются одной из разновидностей ионизационных методов исследования параметров источников излучений высокой интенсивности, в частности, стационарных и импульсных ядерно-физических установок (ЯФУ). Важность определения параметров источников излучений вряд ли нужно специально оговаривать. Кроме того, при исследовании различных электродинамических явлений, возникающих в газах под действием импульсов ионизи¬рующих излучений, необходимо знать проводимость и диэлектри¬ческую проницаемость газа во время действия источника иони¬зации [1]. К ним в первую очередь можно отнести исследования электромагнитных полей в зоне ионизации, создаваемых импульсным источником ионизирующего излучения (ИИ), а также затухание электромагнитных волн при их распространении в зоне ионизации источника.
При дозиметрии однократных импульсов ИИ необходимо обеспечить широкий динамический диапазон и высокое временное разрешение. Этим требованиям достаточно хорошо отвечают различные методы диагностики низкотемпературной плазмы, в частности, высокочастотные и сверхвысокочастотные методы [2-6].
Определение мощности экспозиционной дозы (плотности ионизации) с помощью ионизационной камеры (ИК) связано с измерением ионизационного тока, пропорционального концент¬рации вторичных заряженных частиц (в основном положительных и отрицательных ионов) в измерительном объеме, ограниченном двумя электродами при постоянном внешнем напряжении между ними. Эти измерения наиболее развиты для режима насыщения камеры и широкое распространение получили в рабочих, образцовых и эталонных средствах измерений при мощности экспозиционной дозы (МЭД) 10-8 - 101 Р/с благодаря простоте датчиков, их воздухоэквивалентности, а также слабой зависимости чувствительности от напряжения питания. Подробным анализ вольтамперных характеристик ИК показывает, что их разрешающее время при нормальном атмосферном давлении воздуха не может быть менее 10-6 с и практически регистрируемая максимальная MЭД при эффективности собирания f ≥ 0,85 не превышает 106 Р/с. При МЭД более 105 Р/с существенный вклад в ионизационный ток воздушной камеры начинают вносить электроны, а также оказывает влияние объемный заряд электронов, положительных и отрицательных ионов и ряд других процессов.
В настоящее время достаточно полное решение этого воп¬роса отсутствует, а при измерениях существует ряд ограниче¬ний, в частности, связанных с созданием больших напряженностей электрических полей. Подобные ограничения снимаются, если использовать зон¬дирование ионизованного воздуха с помощью электрических полей малой напряженности и устанавливать связь между проводимостью воздуха и МЭД (плотностью ионизации).
В настоящее время для регистрации непрерывного и импульсного излучения с МЭД до 100 Р/с и ЭД (0,01-500) Р широко используются интегральные конденсаторные ионизационные камеры.
Актуальной проблемой является измерение импульсного излучения источников с длительностью от единиц наносекунд до нескольких десятков микросекунд, МЭД до 1010 Р/с и ЭД до 104 Р [7,8]. Эти измерения в настоящее время проводят в основном с использованием различного рода твердотельных детекторов (полупроводниковые детекторы, термо- и фотолюминесцент¬ные детекторы и др.). Одним из существенных недостатков их является относительно длительное время получения информации об ЭД после облучения и подготовки к последующему циклу измерений, относительно высокий фоновый порог выпускаемых об¬разцов детекторов (более 1 - 10 Р). Твердотельные дозиметры в настоящее время пока не могут использоваться в качестве прямопоказывающих. Эти недостатки относительно просто устраняются при использовании интегральных конденсаторных ИК. Решение вопроса о возможности их использования при больших МЭД и ЭД также связано с детальным изучением электродинамических процессов в ионизированном газе.
Временное разрешение ионизационных методов измерений параметров ИИ определяется процессами рекомбинации заряжен¬ных частиц, прилипанием электронов, газовым усилением, объемным зарядом и другими эффектами, Использование электроотрицательных газов может позволить увеличить временной диапа¬зон измерений МЭД коротких импульсов ИИ, а также снизить электронную составляющую электронного тока в интегральных конденсаторных ИК.
Решению указанных проблем посвящен ряд отдельных и различных по ценности статей в разных периодических изданиях и депонированных статьях [1,5,6,10,11,12], а также в ряде монографий, прямо не связанных с метрологией ионизирующих излучений [9,13].
Учитывая это, в монографии предпринята попытка дать специалисту по измерениям параметров ИИ по возможности полную и достаточно подробную характеристику наиболее распространенных и важных методов измерения проводимости гaзa и заряда частиц в газе, создаваемых ионизирующими излучениями. В связи с этим рассмотрены процесс создания воздушной плазмы ИИ, основные характеристики ионизованного воздуха и других газов, зависимость проводимости воздушной плазмы от параметров источников излучения и их характеристик. Описаны методы измерений проводимости газа, МЭД и плотности ионизации газа, создаваемых различными ионизирующими излучениями, с помощью ионизационных камер (динамических и интегральных), зондов при малых напряжениях питания, полосковых и коаксиальных линий, заполненных газом, на высоких частотах, а также с помощью резонаторов и волноводов на сверхвысоких частотах. Описаны методики измерений, приведены анализы основных погрешностей измерений в различных условиях. Рассматриваются преимущества и недостатки различных методов измерений проводимости газа. Приведены результаты измерений проводимости плазмы.
Монография рекомендуется метрологам, занимающихся метрологическим обеспечением измерениями ИИ в сфере обороны и безопасности, а также для разработчикам средств измерений ИИ в целях обеспечения единства измерений существующими средствами измерений и учета выработанных рекомендаций при создании новых средств измерений. Может быть использована слушателями и курсантами высших военных учебных заведений при изучении курса по военной метрологии, слушателями факультетов повышения квалификации и курсов по переподготовки кадров.
Д.т.н., профессор, академик Метрологической академии
Российской Федерации
Лотонов М. А.
Глава I. Проводимость газа, cоздаваемая ионизирующими излучениями
§ 1.1. Краткая характеристика высокоинтенсивных импульсных источников ионизирующих излучений.
Бурное развитие ядерной физики наряду с созданием ядерного оружия привело к широкому использованию высокоинтенсивных импульсных и стационарных источников ионизирующих излучений. Они получили широкое применение в различных смежных отраслях науки и техники и, в частности, в химии и медицине. В 60-х годах с появлением достаточно мощных и доступных источников началось использование их в химико-технологических процессах, а также при экспериментальном определении различных характеристик элементов и узлов радиоэлектронной аппаратуре.
Одной из особенностей высокоинтенсивных импульсных источников ИИ является их относительно невысокая стабильность параметров, а также трудности расчета толщины испытываемых объектов, что приводит к необходимости проведения дозиметрического сопровождения каждого импульса.
Разработка и оснащение армий стран НАТО и США ядерными боеприпасами с малой мощностю (до 10 - 20т) и тактичским ядерным боеприпасом, так называемой «нейтронной бомбой», привело к необходимости разработки и испытаний дозиметров гамма-нейтронного излучения, регистрирующих импульсное излучение высокой интенсивности (до 1010 рад/с) на высокоинтенсивных источниках излучения.
В. качестве таких источников широко используются импульсные и статические ядерные реакторы, рентгеновские установки, ускорители электронов, з также генераторы нейтронов.
§ 1.1.1. Проникающая радиация, создаваемая при взрывах ядерных боеприпасов.
С точки зрения предъявления требований к дозиметрам и измерителям проводимости воздуха важными характеристиками проникающей радиации являются: спектральное распределение, амплитудно-временные параметры гамма-нейтронного излучения, накопление дозы во времени и пространственно-угловое распределение ионизирующих излучений. Указанные характеристики изменяются в широких пределах в зависимости от целого ряда факторов, таких как вид ядерного горючего, тип боеприпаса, вид взрыва, мощность взрыва, расстояние от эпицентра (центра) взрыва и т.п.
Для оценки требований к дозиметрам и измерителям прово¬димости, по-видимому, в первую очередь необходимо рассмотреть случай, когда основным поражающим фактором для личного состава и аппаратуры является проникающая радиация. Этот случай характерен для взрывов ядерных боеприпасов сверхмалой и малой мощности, а также «нейтронной бомбы» [17-19].
Такая постановка вопроса совпадает с тенденциями развития ядерного оружия за рубежом, связанной с увеличением удельной мощности ядерных боеприпасов. Так, в США удельная мощность к началу 60-х годов была увеличена более чем в 100 раз по сравнению с первыми образцами.
Сообщалось, например, что весовые и габаритные характеристики боеприпасов улучшились в два раза по сравнению с боеприпасами, поступившими на вооружение сравнительно недавно - в 1970-1971 г, г. [15,16].
В последние годы в США интенсивно ведутся работы по создании. новых типов ядерных боеприпасов [17].
К ним можно отнести [17, 18, 19]:
- создание «нейтронной бомбы» с мощностью 20-30 т и изменяемой мощностью, отличающейся различными поражающими свойствами (Mini Nukes);
- ядерные боеприпасы с повышенным выходом проникающего излучения (Enhanced radiation weapons или prompt radiation weapons);
- безрадиационные ядерные боеприпасы (Suppressed radiation weapons);
- ядерные боеприпасы для радиоактивного заражения местности (Induced radiation weapons)..
Другой тенденцией в развитии ядерного оружия США является улучшение точности стрельбы, которое позволит уменьшить мощность. боеприпасов [21]. Приведенные тенденции могут изменить требования к дозиметрам, связанные, в основном, с амплитудно-временными, пространственно-угловыми и спектральными характеристиками источника ионизирующих излучений.
Учитывая эти тенденции и данные, приведенное в зарубежной открытой литературе (в основном американские) [26, 28], были оценены основные характеристики проникающей радиации взрывов сверхмалой и малой мощности ядерных и термоядерных боеприпасов,
Экcпозиционная и поглощенная доза гамма-излучения.
Амплитудно-временное и спектральное распределение гамма-излучения приникающей радиации обусловлено мгновенным, захватным и околочным компонентами, а также гамма-излучением, возникающим при неупругих соударениях быстрых нейтронов ,
Мгновенное гамма-излучение.
Спектр мгновенного гамма-излучения в диапазоне энергии Еγ = 0,03÷6 МэВ для ядерного боеприпаса по данным [28] приведен на рис. 1.1. Спектр гамма-излучения несколько жёстче спектра деления Pu239. Это связано с поглощением низкоэнергетичных фотонов в материале боеприпаса и выходом гамма-квантов при взаимодействии нейтронов с материалами ВB. Около 80 % мгновенного гамма-излучения выделяется за время порядка 10-10 до 10-9 с, 55÷65 % со временем полураспада от 10-10 до 10-9 с. Почти все мгновенное гамма-излучение продолжается до 10-8 с [27, 28].
Средняя энергия мгновенных гамма-квантов составляет 1,3 МэВ [28], причем энергия, уносимая ими, составляет 1 % от общей энергии, выделяющейся при взрыве. Подробно выход мгновенного гамма-излучения при взрыве ядерного боеприпаса мощностью 1 и 24 кт обсуждался в работах [27, 28], причем в работе [27] рассматривалась динамика выхода гамма-излучения для упрощенной схемы боеприпаса мощностью 1 кт.
Форма импульса мгновенного гамма-излучения приведена на рис. 1.2. [26].
Рис. 1.1. Спектр мгновенного гамма-излучения.1 - ядерный взрыв, W = 24 кт [28];2 – cпектр деления, Pu239, U235 [28]; 3 – N(E) = 0,72 exp(-1,87∙E) + 0,22 exp(-0,4∙E) Рис. 1.1а. Энергетическое распределение начального гамма-излучения термоядерного взрыва.
Рис. 1.2. Форма импульсов нейтронного (2) и гамма-излучения (1) ядерного взрыва. Рис. 1.3. Временная зависимость мощности дозы гамма-излучения на расстоянии 1000 м ядерного взрыва мощностью 1кт [27].
Максимальный выход мгновенных гамма-квантов составляет Nγ макс = 7∙1030 квант/с.кт [28], длительность гамма-импульса на полувысоте равна 28 нс [28].
Гамма-импульс по данным [28] может быть аппроксимирован в виде:
при t = 0 ÷ 40,32 10-8 с
Nγ1 = exp (1,32∙108∙t), (1.1а)
при t = (40, 32 ÷ 43,82)∙10-8 с
Nγ2 = 4∙Nγмакс∙exp[1,32∙108∙( 43,32∙10-8 – t)]∙
{1+exp[1,32∙108∙( 43,32∙10-8 – t)]}-1,…..(1.1б)
при t = (44, 32 ÷ 57,32)∙10-8 с
Nγ3 = 4∙Nγмакс∙exp[1,32∙108∙( 43,32∙10-8 – t)]∙{1+exp[1,32∙108∙( 43,32∙10-8 – t)]}-1 + 0,167∙Nγмакс∙exp[-1,87∙10-7∙( t - 43,32∙10-8 – t)], (1.1в)
Pγмакс = 3,36∙1016∙W∙∙exp(λэфф/R), P/c (1.1г)
При распространении в воздухе форма гамма-импульса изменяется, причем увеличивается его длительность. Это обусловлено многократным рассеянием гамма-квантов в воздухе. Изменяется спектр мгновенного излучения, причем на расстояниях от центра взрыва R ≤ 500 м преобладает низкоэнергетическая группа фотонов (Еγ ~1,25 МэВ), а на R > 500 м начинает преобладать высокоэнергетическая группа фотонов (Еγ ~ 4 МэВ) [27].
Эффективная длина свободного пробега гамма-квантов λэфф в воздухе при нормальном атмосферном давлении по данным [27] составляет 260 м, несколько меньшая длина получается по данным [28].
Упрощенную зависимость изменения мощности экспозиционной дозы во времени и от расстояния R для мгновенного гамма-излучения можно получить из выражения [27]:
Pγ(t) = 5,07∙108 {[3,35∙104∙ exp 1,27∙108 + [1 - exp(-1,025∙106∙t2]∙
3,18∙10-3∙exp(-4,6∙105∙t2)∙[t2 - 4,845∙105)5/4]-1 + 4∙102∙exp(-1,54∙104∙t2) +2,1∙(t2 + 2,66)-1,2]}∙W∙R-2∙exp(-R/280), (1.2)
где
W - мощность взрыва, кт;
t1 ≤ 5∙10-8 с; t2 ≥ 5∙10-8 с; t1 = t1′- R/с; t2 = t2′- R/с и t1′ и t2- время после определенного нулевого времени, с - скорость света, м/с.
Формы импульсов, а также максимальная мощность дозы по выражениям (1.1) и (1,2) несколько отличаются. Это обусловлено различиями исходных данных и методах расчета кинетики развития взрыва, принятый в работах [27] и [28]. Ввиду того, что в работе [28] не обсуждается временная и пространственная зависимости мощности экспозиционной дозы мгновенного гамма-излучения, для дальнейших расчетов и оценки примем зависимость(1.2), приведенную в работе [27].
Мгновенное нейтронное излучение
Спектр нейтронов при ядерном взрыве изменяется во времени. Во времена да 1,4.10-7 с спектр несколько жёстче спектра деления 239Рu а при t =36∙10-8 с он становится мягче спектра деления и имеет значительный компонент с энергией ниже 26 кэВ [28]. Общий выход нейтронов составляет 1,9∙1023нейтр./кт, причем выходит 64 % общего числа нейтронов, получавшихся в результате взрыва составляет 1,7 % общей энергии взрыва. Средняя энергия мгновенных нейтронов по данным [26] составляет ~ 1,5 MэВ, а максимальный выход нейтронов
Nнмакс = 6,04.1030 нейтр./с.кт.
Конкретные данные по параметрам проникающей радиации «нейтронной бомбы» (НБ) в открытой печати отсутствуют. Однако на основе опубликованных материалов [18-24] можно предположить, что НБ свойственны следующие качественные показатели:
- большая часть энергии высвобождается в виде мощного нейтронного импульса;
- радиус зоны поражения населения ударной волной и световым излучением значительно меньше, чем радиусы поражения проникающей радиации;
- радиоактивное заражение окружающей среды незначительно;
- зона разрушения наземных сооружений мала.
Исходя из этих свойств можно считать, что делящихся тяжелых элементов, являющихся основным источником радиоактивного заражения местности, должно быть меньше или они должны отсутствовать, основная доля энергии взрыва должна выделяться в виде нейтронного излучения, доля энергии ядерной реакции, переходящая в кинетическую энергий продуктов. реакции, являвшихся источником формирования ударной волны, должна быть минимальна. Такой боеприпас можно реализовать на реакции синтеза легких элементов (трития, дейтерия и др.). Известно, что для осуществления цепной реакции синтеза необходим прогрев смеси легких элементов до температуры более единиц миллионов градусов. Смесь может разогреваться до такой температуры при использовании ядерного запала, при разряде емкостного накопителя, при облучении мощным пучком электронов или лучом мощного лазера [19, 20]. Реализовать эти методы с хорошим преобразованием энергии в настоящее время в тактическом боеприпасе достаточно трудно, по-видимому, кроме использования ядерного запала с выходом нейтронов, мощности взрыва нескольких сотен килограмм тринитротолуола.
В дейтерий-тритиевой и тритий-тритиевой смесях при температуре ~ 10 млн. градусов нейтрон уносит энергии 14,5 МэВ из 17,6 МэВ (80%) и 8 МэВ из 11 МэВ (73%) соответственно [29, 30].
Результаты расчета выхода нейтронов исходя из баланса энергии, выделяющейся при делении~ 15 г Pu239 и синтезе ~ 1 г смеси трития с дейтерием и трития с тритием по данным, приведенным в работе [30] показывает, что по выходу нейтронов взрыв заряда мощностью ~ 0,3 кт и вкладом реакции синтеза 17 % эквивалентен по выходу нейтронов взрыва обычного заряда с мощностью от 2 до 5 кт, т.е. выходу (8,4÷30)∙1023 нейтронов с энергией ~14 МэВ и 4,6∙1022 нейтронов с средней энергией ~ 1,5 МэВ (со смягченным спектром деления Pu239).
Вторичное гамма-излучение.
При распространении нейтронов в атмосфере в результате замедления и поглощения нейтронов образуется вторичное гамма-излучение при неупругом рассеянии и захвате нейтронов.
Неупругое рассеяние возникает, в основном, при больших энергиях нейтронов (от 5 до 14 МэВ) и им практически можно пренебречь при энергиях нейтронов менее 0,5 МэВ. Выделяют два основных источника неупругого рассеяния. Одним источником является материал боеприпаса, другим - воздух (и земля, в случае наземного взрыва). Подробно неупругое рассеяние быстрых нейтронов в материале боеприпаса. (в уране и железе) до его разрушения (t ~10-5 с) обсуждается работе [27].
Гамма-кванты неупругого рассеяния в железе по расчету [27] составляют около 15 % от потока гамма-квантов вне боеприпаcа. В целом принимается, что неупругое рассеяние дает увеличение мощности дозы на 23 % [27]. Энергетическое распределение рассеянных в боеприпасе гамма-квантов принимается таким же, как и энергетическое распределение квантов при делении. Захватное гамма-излучение в материале боеприпаса имеет большое сечение для тепловых нейтронов. По оценкам [27] доля термализoванных нейтронов внутри боеприпаса мала. Захватное гамма-излучение гораздо более жесткое, чем возникающее при неупругом рассеянии (Еγcр =~ 5,6 МэВ для железа) и составляет ~ 2 % от гамма-излучения , возникающего при неупругом рассеянии нейтронов. Большинство нейтронов проходит через материал боеприпаса и проходит значительные расстояния прежде, чем они превратятся в тепловые, причем, большая часть нейтронов (около 50 %) неупруго рассеивается в материале боеприпаса.
Для термоядерного взрыва американские специалисты считают [34], что он может быть представлен спектром гамма-излучения продуктов распада U235, наблюдаемом в промежутке времени от 0,2 до 0,5 с после деления. Этот спектр показан на рис. 1.1а.
Вопросы, связанные с распространением быстрых нейтронов в однородной атмосфере и у поверхности земли, рассматриваются подробно в работе [26] и несколько упрощенно- в работе [27].
При этом выделят процессы неупругого рассеяния нейтронов в воздухе и земле и захвата тепловых нейтронов в воздухе и земле. Неупругое рассеяние в воздухе определяется, в основном атомами азота и только 10%-атомам кислорода [27].
Неупругое рассеяние атомами азота имеет место при энергиях нейтронов более 2,3 МэВ. Поперечное сечение этой реакции порядка 0,1 барн при 7 МэВ, возрастает до 0,3 барн при 8 МэВ и 0,5 барн при 10 МэВ [27].
Подробно ядерные константы в расчетах ионизации воздуха под действием стационарного потока нейтронов обсуждается в работах [31].
Групповые сечения рассеяния неупругого рассеяния нейтронов ядрами азота и кислорода по данным [32, 36] приведены в таблице 1.1.
Таблица 1.1
Групповые сечения реакции неупругого рассеяния нейтронов ядрами азота и кислорода.
Ядро Азот 7N14 Кислород 8O16
Вид реакции (n, n′) (n, n2′) (n, n3′) (n, n4′) (n, n1′) (n, n2′)
Энергия нейтро
нов, ЕН, МэВ 5,3 ÷ 14 5 ÷ 14 6,45 ÷ 14 11 ÷ 14 6,55 ÷ 14 7,16÷ 14
Сечение реакции σ0e, мбарн 24,4 61,5 57,5 152 136,5 52,8
Энергия гамма квантов, MэВ 1,6 2,3 5,1 10,8 6,1 7,0
Из табл. 1.1. видно, что энергия гамма-квантов неупругого рассеяния нейтронов с энергией от 5,3 до 14 МэВ в воздухе изменяется от 1,6 до 10,8 МэВ.
При неупругом взаимодействии нейтронов с грунтом, содержащим 16 % Н2, 57 % 02, 16 % Si и 8 % А1 [26], основной вклад в гамма-излучение дает кислород, кремния и алюминий. Около 50 % гамма-квантов преимущественно с энергией 6 МэВ (Еγ = 2,7-8 МэВ) получается при неупругом взаимодействии нейтронов с кислородом, 35 % гамма-квантов получается с энергией 1,78 и 2,94 МэВ при взаимодействии с кремнием и 15 % гамма-квантов с энергией от 0,47 до 3 МэВ - при взаимодействии с алюминием. Средняя энергия фотонов при неупругом рассеянии в грунте близка к средней энергии гамма-квантов в воздухе и составляет около 3,4 МэВ, для энергетического спектра излучений нейтронов на расстоянии, где имеется наибольший вклад в гамма-излучение. Импульс неупругого гамма-излучения, возникающего в грунте, короче, чем в воздухе, так как у земли рассеяние происходит на более близком расстоянии к центру взрыва, чем в случае свободного воздуха. Большая часть нейтронов рассеивается не ниже 30 см над поверхностью грунта. В связи с этим гамма-излучение в воздухе, ослабляется и имеется косинусоидальное распределение вокруг вертикальной оси.
Захватное гамма-излучение, в основном, возникает в воздухе при взаимодействии тепловых нейтронов с ядрами азота. Спектр гамма-квантов охватывает энергии от 3 до 11 MэВ со средней энергией около 5,3 МэВ.
При каждом захвате образуется 18 гамма-квантов. Плотность тепловых нейтронов имеет максимум на расстоянии 500 м от центра взрыва [27].
Захватное гамма-излучение в грунте возникает в кремнии, а также в железе, алюминии, калии, натрии и т.д., содержащихся в минеральных или скальных породах. Так как почти все реакции захвата нейтронов с ядрами элементов грунта сопровождаются выходом гамма-кванта, а сечение захвата (n, γ) в азоте составляет около 4,4 % от полного сечения, выход гамма-квантоз из грунта увеличивается примерно в 20 раз для каждого захвата в грунте [27]. При каждом захвате излучается примерно два фотона, которые имеют в среднем энергий 4 МэВ. Захватное гамма-излучение в грунте возникает во времена порядка 10-4 с после взрыва, в то время как в воздухе – при t = 10-3÷ 10-1 с [27, 28]. Захватное гамма-излучение в грунте возникает в основном на глубине 10÷40 см. Оно ослабляется верхними слоями грунта и имеет косинусоидальное распределение квантов относительно вертикальной оси.
Зависимость мощности экспозиционной дозы гамма-излучения от расстояния во времена от 10-9 до 1 с, с учетом рассмотренных выше процессов, по данным работы [27] в однородной атмосфере можно описать выражением:
Pγ(R,t) = W∙{5,07∙108∙[4,12∙104 exp(1,27∙108∙t+(1 – exp(-1,025∙106∙t2)∙3,18∙10-3∙exp(-4,6∙105∙t2)∙[(t2-4,859∙10-8)5/4}-1 + 5,6∙10∙exp[-1,75∙107∙(t2 - 5∙10-8)] + 4∙102∙exp[-1,5∙104∙t2) + 2,1∙(102∙exp[∙t2+2,66)-1,2]∙R-2∙exp(-R/280) + 8,5∙102∙exp(-R/360)∙[exp(t1/T1)3 - exp(-t/T2)] + [1,33∙109∙R-2exp(-R/440) + 3,3∙103 [exp(-R/265)]∙exp(-20∙t)}, R/c (1.3)
где
Т1 = R/5,52∙107 с;
Т2 = 3,6.10-7 с.
t1; t2 ; W - определены в выражении (1.2).
Рγмакс (R) = 1.2∙1016∙R-2∙W∙ехр(-R/280), Р/с (4)
Изменение мощности экспозиционной дозы во времени на расстоянии 1000 м от центра ядерного взрыва мощностью 1 кт приведена на рис. 1.3. Из рисунка видно, что гамма-излучение, вызванное неупругим рассеянием нейтронов, имеет наибольшую величину в момента времени от 10-6 до 3.10-5 с. В моменты времени от 2∙10-4 до 3.10-1 с наибольший вклад дает захватное гамма-излучение. В остальные моменты времени мощность экспозиционной дозы определяется гамма-излучением деления. В течение первой микросекунды максимальная величина МЭД гамма-излучения деления в несколько сотен раз больше максимальной мощности дозы, создаваемой нейтронами при неупругих взаимодействиях с воздухом.
Подобные временные зависимости мощности поглощенной дозы вторичного гамма-излучения, создаваемого нейтронами деления и нейтронами с энергией 12,2-15 МэВ на расстоянии от центра источника нейтронов (взрыв НБ с выходом 4,6.1022 нейтронов деления и 1024 нейтронов с Ен = 12,5÷15 МэВ), приведены на рис. 1.4. и 1.5. [26].
Рис. 1.4. Временная зависимость мощности поглощенной дозы вторичного гамма-излучения, создаваемого нейтронами спектра деления на расстоянии 300 м при взрыве с выходом 4,6∙1022нейтронов. 1 – однородная атмосфера, Pγмакс1а = 2,9∙106 рад/c (а – расчет по методу Монто-Карло); в - расчет по методу дискретных ординат); 2 – высота взрыва Н = 15 м, (расчет по мето ду Монто-Карло) Pγмакс1а = 4,4∙106 рад/c.].
Рис. 1.5. Временная зависимость мощности поглощенной дозы вторичного гамма-излучения, создаваемого нейтронами Ен = 12,2 ÷15 МэВ на расстоянии 300 м ор центра взрыве с выходом 10∙1024нейтронов. 1 – однородная атмосфера, (а – расчет по методу Монто-Карло); в - расчет по методу дискретных ординат); 2 – высота взрыва Н = 15 м, расчет по методу Монто-Карло, Pγмакс1а = 2,6∙1010 рад/c, Pγмакс2а = 1,85∙1010 рад/c.
Рис. 1.4. Временная зависимость мощности поглощенной дозы вторичного гамма-излучения, создаваемого нейтронами спектра деления на расстоянии 300 м при взрыве с выходом 4,6∙1022нейтронов. 1 – однородная атмосфера, Pγмакс1а = 2,9∙106 рад/c (а – расчет по методу Монто-Карло); в - расчет по методу дискретных ординат); 2 – высота взрыва Н = 15 м, (расчет по методу Монто-Карло) Pγмакс1а = 4,4∙106 рад/c.]. Рис. 1.5. Временная зависимость мощности поглощенной дозы вторичного гамма-излучения, создаваемого нейтронами Ен = 12,2 ÷15 МэВ на расстоянии 300 м ор центра взрыве с выходом 10∙1024нейтронов. 1 – однородная атмосфера, (а – расчет по методу Монто-Карло); в - расчет по методу дискретных ординат); 2 – высота взрыва Н = 15 м, расчет по методу Монто-Карло, Pγмакс1а = 2,6∙1010 рад/c, Pγмакс2а = 1,85∙1010 рад/c.
По данным, приведенным на рис. 1.4. и 1.5, видно, что максимальная мощность поглощенной дозы, создаваемой нейтронами с Ен = 12,2÷15 МэВ (термоядерная часть НБ), в 4,0∙103 и 3,8∙103 раз больше мощности дозы, создаваемой нейтронами спектра деления при воздушном и наземном взрыве соответственно. Длительности импульсов вторичного гамма-излучения практически одинаковы (~10-5с). Форма импульса мощности поглощенной дозы вторичного гамма-излучения в сильной степени зависит от высоты и вида взрыва, При воздушном взрыве четко просматривается два импульса, обусловленных неупругим воздействием нейтронов с воздухом и захватом тепловых нейтронов в воздухе с длительностью импульса на полувысоте 8÷12 мкс и 50÷60 мс соответственно. При наземном ТЯВ и ЯВ мощности поглощенной дозы в моменты времени 100÷200 мкс на три порядка выше, чем пря воздушном взрыве. Время накопления поглощенной дозы вторичного гамма-излучения зависит от исходного спектра нейтронов, высоты взрыва и расстояния до центра взрыва. На рис. 1.6. и 1,7. приведено накопление дозы во времени по данным рис. 1.4 и 1.5. соответственно.
Рис. 1.6. Накопление поглощенной дозы вторичного гамма-излучения после взрыва НБ, по данным рис.1.4, Дγмакс1а = 165 рад, Дγмакс2а = 797 рад. Рис. 1.7. Накопление поглощенной дозы вторичного гамма-излучения после взрыва НБ, по данным рис.1.5, Дγмакс1а = 2,4∙104 рад, Дγмакс2а = 1,57∙104 рад.
При ядерном взрыве в однородной атмосфере и у поверхности земли ~30 % дозы накапливается за время порядка 10-5 с и 3,5∙10-4с, соответственно. При повышенном выходе нейтронов с энергией Ен = 12,2÷15 МэВ время накопления дозы уменьшается до 2,5∙10-6 c и 1,6∙10-5 с соответственно (приблизительно в 4÷20 раз). Зависимость поглощенной дозы вторичного гамма-излучения от расстояния до центра взрыва, типа и вида взрыва приведена на рис. 1.8 и 1,9 [26]. Из приведенных на рисунках данных видно, что поглощенная доза для воздушных и наземных термоядерных взрывов на расстояниях порядка 100 м от центра взрыва практически одинакова и уменьшается с уменьшением высоты взрыва и расстояния до его центра в 2,3 раза. При ядерном наземном и воздушном взрыве дозы на расстояния ~ 850 м приблизительно равна. На расстояниях менее 890 м доза при наземном взрыве увеличивается до 35 раз и уменьшается на расстоянии более 650 м до 2 раз по сравнения с наземным взрывом. Дозы при термоядерном взрыве значительно выше, чем при ядерном взрыве (от 2,5÷4 до 2,5÷6 раз на расстояниях от центра взрыва от 200 до 1400 м). Вклад различных компонентов во вторичное гамма-излучение приведен на рис. 1.10 и 1.11, а также в таблице 12 [26].
Рис. 1.8. Удельная поглощенная доза нейтронов (а) и вторичного гамма-излучения (б) при Ен = 12,2 ÷ 15 МэВ. Детектор на высоте Н = 1 м – однородная атмосфера -∙- высота источника Н = 343 м; --- высота источника Н = 15 м Рис. 1.9. Удельная поглощенная доза нейтронов (а) и вторичного гамма-излучения (б) cо спектром деления. Детектор на высоте Н = 1 м – однородная атмосфера -∙- высота источника Н = 343 м; --- высота источника Н = 15 м
Из приведенных данных видно, что основной вклад в поглощенную дозу вторичного гамма-излучения вносят процессы неупругого соударения и захвата быстрых нейтронов.
Следует отметить, что по данным [27] на расстояниях менее 500 м основной вклад в суммарную дозу гамма-излучения в течение первой секунды вносит гамма-излучение деления и только на расстоянии ~1200 м доза гамма-излучения при делении тяжелых ядер и захватного гамма-излучения ядерного взрыва сравниваются, причем основной вклад в экспозицион¬ную дозу вносит мгновенное гамма-излучение деления. Вклад вторичного гамма-излучения в общую дозу гамма-излучения при термоядерном взрыве увеличивается существенно. Он в основном определяется гамма-излучением, возникающим при неупругих соударениях нейтронов.
Таблица 1.2
Вклад различных компонентов в процентах в дозу вторичного гамма-излучения при взрыве на высоте 15 м [26].
Расстояние, м Вклад нейтронов, взаимодейст
Вующих с воздухом Вклад нейтронов, взаимодействующих
с грунтом
Быстрые
нейтроны Промежуточные
нейтроны Тепловые
нейтроны Суммарный
выход Быстрые
нейтроны
Источник нейтронов, с энергией Ен = 12,5 ÷ 15 МэВ
50 54,0 1,0 0,5 55,5 40,0
200 79,0 1,8 1,1 81,9 11,4
400 81,4 2,1 2,0 85,2 7,0
800 82,5 1,7 3,0 87,5 5,0
1200 83,8 1,5 3,7 89,0 4,0
Источник нейтронов со спектром деления
50 1,5 1,5 6,0 9.0 9,0
200 1,7 4,0 12,3 18,0 4,0
400 1,9 9,3 22,0 33,2 2,6
800 2,1 18,0 36,0 56,1 1,6
1200 2,1 22,0 49,0 73,1 1.1
Рис. 1.10. Вклад различных компонентов в поглощенную дозу вторичного гамма-излучения, создаваемого нейтронами с Ен = 12,2 ÷15 МэВ и спектром деления (операция BREN). а) – захват промежуточных нейтронов; б) – захват тепловых нейтронов; в) – неупругие соударения быстрых нейтронов и их захват
Поглощённая доза и мощность поглощённой дозы в
тканеэквивалентной среде, создаваемая быстрыми нейтронами.
При распространении нейтронов в воздушной среде первоначальный спектр нейтронов (спектр мгновенных нейтронов, выходящих из боеприпаса) изменяется. Спектр нейтронов при взрыве ядерного боеприпаса обсуждался выше. Там же указывалось, что при взрыве термоядерного боеприпаса возникает большое количество нейтронов с энергией 14 МэВ. Эти нейтроны взаимодействуют с конструктивными элементами боеприпаса и непрореагировавшим ядерным горючим. На тяжелых ядрах конструктивных элементов боеприпаса может идти реакция неупругого рассеяния нейтронов, в результате которой образуются нейтроны с наиболее вероятней энергией около 4 МэВ [33, 35].
Соотношение между различными группами нейтронов может значительно изменяться в зависимости от доли мощности в энергетическом балансе взрыва, приходящейся на деление и на термоядерные реакции, а также конструкции боеприпаса.
В исследованиях начала 60-х годов, посвященных проблеме распространения нейтронов термоядерного взрыва в атмосфере [34], американские специалисты анализировали характеристики пространственного распределения моэнергетических нейтронов с начальной энергией 14 и 4 МэВ. В более поздних работах [34] спектр нейтронов источника принимался состоящим из 83 % нейтронов деления с энергией выше 0,4 МэВ и 17 % - из нейтронов, равномерно распределенных в интервале от 12 до 16 МэВ. В работе [35] энергетическое распределение выходящих из зоны термоядерного взрыва нейтронов представлено на рис. 1.11. Такой спектр считается типичным для взрыва термоядерного взрыва среднего калибра. Групповой спектр может быть представлен в виде: (0,03 ÷ 1 кэВ) - 8,3 %; (1 ÷ 10 кэВ) - 34,2 %;(10 ÷ 100 кэВ) - 9,3 %; (0,1 ÷ 0,75 МэВ) - 17,2 %; (0,75 ÷ 1,2 МэВ) - 3,9 %; (1,2 ÷ 2,25 МэВ) - 8,8 %; (2,5 ÷ 4 МэВ) - 4,3 %; (4 ÷ 6 МэВ) - 3,4 %; (6 ÷ 8 МэВ) - 2,3 %; (8 ÷ 10 МэВ) - 1,7 %; (10 ÷ 12 МэВ) - 1,2 %; (12 ÷ 14 МэВ) - 5,4 % от полного потока нейтронов, покидающих зону взрыва.
Пространственное распространение потока и дозы нейтронов для различных точечных изотропных источников в однородной атмосфере по данным работы [35] приведено на рис. 1.12. На рисунке также приведены экспериментальные данные, полученные в результате операции НЕNRЕ (ускоритель на реакции T (d,n) Не4 c полным выходом нейтронов из мишени на уровне 1013 нейтр./с на 900-метровой вышке). Согласие экспериментальных и расчетных данных хорошее.
Энергетическое распределение нейтронов зависит от расстояния до центра взрыва. На рис. 1.13 приведено энергетическое распределение нейтронов изотропных источников с начальной энергией 4 МэВ и 14 МэВ в однородной атмосфере на различных расстояниях. На рис. 1.14 приведены энергетические распределения нейтронов термоядерного взрыва с начальный спектром, состоящим из нейтронов деления (83 %) и нейтронов, равномерно распределенных в интервале энергий 12÷16 МэВ. Как видно из этого рисунка, с увеличением расстояния до центра термоядерного взрыва наблюдается существеннее смягчение спектра в области Ен > 8 МэВ. Ниже 8 МэВ интегральный спектр быстрых нейтронов деформируется слабо. В области медленных к промежуточных нейтронов (Ен ~10-4 ÷ 0,5 МэВ) спектральная плотность нейтронов подчиняется закону 1/Енm где показатель m либо равен единице, либо меньше единицы, а изменение его значения от центра взрыва весьма незначительно.
Результаты расчета и эксперименты в операции НЕNRЕ показывает, что спектр нейтронов от источника с начальной энергией 14 МэВ существенно меньше (жестче) спектра ядерного взрыва (см. таб. 1.3).
Рис. 1.11. Энергетическое распределение нейтронов, возникающих при взрыве термоядерного боеприпаса среднего калибра. Рис. 1.12. Пространственное распределение нейтронов точечного изотропного источника в однородной атмосфере. – источник нейтронов деления ; - источник нейтронов c начальной энергией 14 МэВ;--- источник нейтронов со спектром, моделирующим термоядерный взрыв.
Рис. 1.13. Спектры нейтронов точечных изотропных источников с начальной энергией 4МэВ (---) и 14 МэВ (---) в однородной атмосфере Рис. 1.14. Спектры нейтронов термоядерного взрыва в однородной атмосфере на различных расстояниях от точки взрыва.
Таблица 1.3.
Спектр нейтронов ядерного взрыва на расстоянии более 150 м и нейтронов источника 14 МэВ на расстоянии 770 м [35]
Диапазон энергии, МэВ Ядерный
взрыв (эксперимент) Источник 14 МэВ (расчёт)
0,001-0,75 59,2 28,0
0,75-1,2 54,7 38,7
1,2-2,5 10,7 12,6
более 2,5 5,4 20,5
Рис. 1.15. Энергетическое распределение нейтронов термоядерного взрыва в различных угловых интервалах относительно нормали к плоскости, обращенной в сторону взрыва. Расстояние до центра взрыва - 900 м; высота взрыва – 100 м. Рис. 1.16. Энергетическое распределение нейтронов на расстоянии 900 м от источника нейтронов с Ен = 12,2 15 МэВ. Расчет по методу Монте – Карло
Рис. 1.17. Зависимость удельного потока тепловых нейтронов от расстояния до центра взрыва боеприпаса с Ен = 12,2 15 МэВ (3, 4) и со спектром деления (1, 2). 1, 3 – высота Н = 15 м;2 , 4 – однородная атмосфера. Рис. 1.18. Зависимость отношения Дн/Птн отрасстояния до центра взрыва боеприпаса с Ен = 12,2 15 МэВ (3, 4) и со спектром деления (1, 2). 1, 3 – высота Н = 15 м; 2, 4 – однородная атмосфера.
Рис. 1.19. Временная зависимость удельной мощности поглощенной дозы, создаваемой нейтронами с Ен = 12,2 ÷ 15 МэВ на расстоянии 900 м от источника.1 - однородная атмосфера; 2 – у поверхности раздела воздух-земля; высота источника Ни = 15 м. Рис. 1.20. Временная зависимость удельной мощности поглощенной дозы, создаваемой нейтронами спектра деления на расстоянии 900 м от источника.1 - однородная атмосфера; 2 – у поверхности раздела воздух-земля; высота источника Ни = 15 м.
Рис. 1.21. Накопление поглощенной дозы нейтронов в ткани после взрыва боеприпаса со спектром деления (1, 2) и с Ен = 12,2 ÷ 15 МэВ (3, 4) на расстоянии 900 м по данным рис.19 и 20. 1, 3 – высота взрыва Н = 15 м; 2, 4 – однородная атмосфера.
Динамическое равновесие по энергетическому спектру. приведенному на рис. 1.11, и угловому распределению нейтронов достигается на на расстоянии R ˃ 3JJ м [35].
Пример энергетического и углового распределения приведен на рис. 1.15. и рис.1.16.
Зависимость поглощенной дозы нейтронов в ткани с энергией 12,2 ÷ 15 МэВ и спектром деления от расстояния до центра источника нейтронов приведена на рис. 1.8. и 1.9. Из приведенных данных видно, что поглощенная доза на расстояниях от 200 до 1400 м при воздушном взрыве выше, чем при наземном (от 1,74 ÷ 1,5 до 4 ÷ 5,4 раза больше при термоядерном и ядерном взрывах соответственно). Причем доза, создаваемая нейтронами с Е = 12,2 ÷ 15 МэВ на близких расстояниях, до 13,6 раз выше дозы нейтронов спектра деления. Из приведенных на рис. 1.8 и 1.9 данных также видно, что от 6,0 ÷ 5,0 до 1,6 ÷ 2 раз и от 11 ÷ 12,6 до 2,9 ÷ 8,5 поглощенная доза в ткани, создаваемая быстрыми нейтронами термоядерного и ядерного наземного и воздушного взрывов на расстояние 100 ÷ 1200 м, соответственно больше поглощенной дозы, создаваемой вторичным гамма-излучением. На рис. 1.17. приведена зависимость потока тепловых нейтронов от расстояния до центра наземного и воздушного взрывов ядерного и термоядерного боеприпаса [26]. По данным, приведенным на рис. 1.8, 1.10. и 1.17, была рассчитана зависимость отношения поглощенной дозы нейтронов к потоку тепловых нейтронов с Ен = 0,025 эВ. Эта зависимость приведена на рис. 1.18. Из приведенных на рисунке данных видно, что в зависимости от расстояния до центра взрыва высота взрыва и спектра выходящих нейтронов это отношение изменяется от 1,6 до 61 раза, на расстояниях от 100 до 1200 м.
Только для наземного взрыва ядерного боеприпаса на расстояниях более 300 м от центра взрыва это отношение постоянно. Если поверхность земли (грунт ) будет изменяться по составу или взрыв будет происходить над водной поверхностью, то это отношение также сильно будет изменяться (до 3 ÷ 6 раз).на расстояниях более 300 м даже для наземного (надводного) ядерного взрыва. Временная зависимость мощности поглощенной дозы нейтронов в ткане в сильной степени зависит от высоты взрыва и исходного спектра нейтронов. Это видно из рис. 1.19 и рис. 1.20, на которых представлена временная зависимостъ поглощенной дозы нейтронов в ткани на расстоянии. 900 м от центра наземного и воздушного термоядерного и ядерного взрывов у поверхности земли [26]. Максимальная мощность поглощенной дозы при воздушном взрыве выше, причем при термоядерном взрыве (ТЯВ) она в 5,6 раза больше, чем при ядерном взрыве (ЯВ). При термоядерном и ядерном взрывах отношение мощностей поглощенных доз (МПД) в однородной атмосфере и на высоте 15 м от поверхности на расстоянии 900 м составляет 1,7 и 2,4 раз. МПД при воздушном термоядерном взрыве в 6 раз выше, чем при наземном ядерном взрыве. Отличаются также длительности импульса МПД. Так, при наземном и воздушном ТЯВ длительность импульса и МПД на уровне половины высоты составляет ~7 и 20 мкс соответственно, а при ЯВ - ~ 60 и 120 мкс соответственно. Эффективная длительность импульса МПД tиэфф = Дн/Pнмакс на расстоянии 900 м при наземном и воздушном ТЯВ составляет – 22 и 36 мкс соответственно, а при ЯВ - 68 и 120 мкс соответственно. Длительность фронта импульса МПД при ТЯВ значительно меньше длительности фронта импульса МПД при ЯВ. Время накопления поглощенной дозы быстрых нейтронов в ткани
зависит от исходного спектра нейтронов, высоты взрыва и расстояния до центра взрыва.
На рис. 1.21 приведено накопление поглощенной дозы в ткани на расстоянии 900 м от центра взрыва при различных исходных спектрах и высотах взрыва. Из приведенных на этом рисунке данных видно, что на расстоянии 900 м от центра взрыва около 40 ÷ 60 % суммарной поглощенной дозы накапливается за время ~ 30 мкс взрывах соответственно, причем время набора дозы при наземном взрыве в 2 ÷ 3 раза быстрее. Время накопления дозы на более близких расстояниях уменьшается пропорционально уменьшению расстояния до центра взрыва. Так, на расстояниях 100 ÷ 200 м от центра взрыва это время может составлять от 1 ÷ 2,5 до 2 ÷ 5 мкс при наземных и воздушных взрывах.
В работе [26] показано, что при наземных взрывах (ТЯВ и ЯВ) на расстояниях 150, 300, 600, 900 и 1200 м в первом приближении (с разбросом ± 3 раза) формы импульсов мощности поглощенной дозы нейтронов и вторичного гамма-излучения подобны, при их представлении в виде зависимости- Рнγ(4∙π∙R2) = f(t/tпр), где tпр - минимальное время, необходимое для прихода из центра взрыва гамма-квантов и быстрых нейтронов в рассматриваемую точку (детектор). Сравнение приведенных в [26] нормализованных таким образом импульсов излучений для ТЯВ и ЯВ указывает на существенную зависимость формы импульсов от исходного спектра источника нейтронов (взрыва).
При высотном взрыве экспозиционная и поглощенная доза, создаваемая гамма-нейтронным излучением взрыва, определяется в основном исходными параметрами боеприпаса и расстоянием до центра взрыва.
Суммарная поглощенная доза в этом случае с учетом принятой модели НБ определяется выражением:
D∑ = 3,36∙1016∙R-2∙Wя + 8∙10-6∙R-2∙Nн (Ен=14 МэВ)∙Кн∙R-2, (1.5)
где
Wя = 4,6∙1022/1,9∙1023 = 0,242 кт - мощность термоядерного запала,
Nн (Ен=14 МэВ) = 1∙1024- выход нейтронов с энергией Ен=14 МэВ;
Кн = 7,8∙10-9 рад/нейтр. - удельная поглощенная доза, создаваемая нейтронами с энергией 14 МэВ.
Подставляя в выражение (5) значения Wя, Nн, Кн, получим
D∑ = 6,23∙1010∙R-2. (1,6)
Для оценки мощности поглощенной дозы в ткани примем D∑ = 5∙103 рад. В этом случае R = 3,53 км. Примем, что нейтроны равномерно распределены в интервале Ен = 13,9 ÷ 14,2 МэВ. В этом случае длительность импульса определяется выражением:
tи14 = 10-6/13,8∙(Ен1-0,5 - Ен2-0,5) = 2,065∙10-10∙R, c (1.7)
где
Ен1 = 14,2 МэВ; Ен2 = 13,9 MэВ.
Используя выражение (1.6) и (1.7) из соотношения Рн = D∑/tи14 получим, что максимальная мощность поглощенной дозы, создаваемой нейтронами, будет равна 6,9∙109 рад/с, а длительность импульса tи14 = 7,3∙10-9 с, причем поглощенной дозой, создаваемой мгновенным гамма-излучением, можно пренебречь (вклад её не превышает 0,4 % от суммарной дозы).
При уменьшении выхода нейтронов с Ен = 14 МэВ суммарная доза Д∑ = 5000 рад будет получаться при мощностях поглощенной дозы более 6,9.109 рад/с, а длительность импульса уменьшается. С учетом данных [27], приведенных выше, такая суммарная доза будет получена на расстояниях 1050 и 850 м при мощности поглощенной дозы нейтронов (1,0 ÷ 2,5)∙108 рад/с при воздушном и наземном взрывах НБ соответственно.
При взрыве ядерного боеприпаса сверхмалой мощности типа «Деви Крокет», мощностью W =20 т поглощенная доза нейтронов 5000 рад создается на расстоянии ~150 ÷ 170 м при мощности поглощенной дозы быстрых нейтронов около (3,8 ÷ 2,4)∙108, рад/с при наземном и воздушном взрывах соответственно, причем 10 % суммарной поглощенней дозы при наземном взрыве создается мгновенным гамма-излучением с мощностью дозы 1,8∙1010 рад/с. Такой же вклад вносит вторичное гамма-излучение за счет неупругих соударений быстрых нейтронов, но при мощности дозы 5∙106 рад/с. Расчетные значения характеристик поглощенной дозы нейтронов при различных взрывах для Дн = 452 ÷ 605 рад прнведены в табл. 1.4. Мощность поглощенной дозы РН(R) и эффективная длительность импульса tиэфф (R) при других значениях Дн(R) может быть определена из соотношений:
Рнмакс(R) = Рнмакс(900)∙(900/ R)3∙Dн(R)∙ Dн(900)-1, рад/с (1.8)
tиэфф (R) = Dн(R)/ Рнмакс(R), (1.9)
где
Рнмакс(900) - максимальная мощность поглощенной дозы нейтронов при заданном выходе нейтронов из боеприпаса, приведенная на рис.1.19 и 1.20. ; R - расстояние от центра взрыва;
Dн(R), Dн(900)/ - удельная доза на 1 нейтрон, выходящий из боеприпаса на расстоянии R и R =900 м, полученная по данным рис.1.8 и 1.9
Следует отметить, что разработанный в конце 60-тодов американский тактический прямопоказывающий карманный дозиметр [37] регистрирует дозу смешанного гамма-нейтронного излучения ядерного взрыва с характеристиками, аналогичными данным таблицы 1.4 при Дм = 452÷605 рад.на расстоянии R > 300 м [35].
Таблица 1.4
Характеристики поглощенной дозы нейтронов при различных взрывах.
Тип боеприпаса
и вид взрыва Расстояние от центра
взрыва, R, м Мощность поглощенной дозы
нейтронов, Pнмакс, рад/с Поглощенная доза
нейтронов, Дн, рад Эффективная длительность
импульса, tиэфф, мкс
1. Высотный взрыв НБ 3530
11160
35300 6,9∙109
2,2∙108
6,8∙106 5000
500
50 0,73
2,3
7,3
2. Воздушный взрыв НБ 1050
1600 8,6∙106
2,5∙106 566
180(53,7%Д∑) 67
70
3. Наземный взрыв НБ 850
1250
1600 2,55∙108
1,2∙107
6,4∙105 4958
452
30,6(45,5%Д∑) 19
38
47,8
4. Воздушный взрыв боеприпаса «Деви Крокет» 167
400
600 2,4∙108
1,24∙107
2,5∙106 4882
695
151(79%Д∑) 20
49
60,4
5. Наземный взрыв боеприпаса «Деви Крокет» 150
325
600 3,76∙108
1,9∙107
1,1∙106 4700
515
48,7(84%Д∑) 12,5
27
44,3
Примечание. Вклад в поглощенную дозу нейтронов с Ен = 13,9 – 14,2 МэВ при воздушном взрыве НБ на расстояниях R = 1050 и 1500 м составляет 5,1 и 1% при мощности поглощенной дозы 1,1∙109 рад/c и 1,8∙107 рад/c соответственно.
1.1.2. Плотность ионизации воздуха, создаваемая быстрыми нейтронами.
Плотность ионизации воздуха, создаваемая быстрыми нейтронами, в основном определяется процессами упругого рассеяния и реакциями с вылетом заряженных частиц.
При упругом рассеянии энергия, передаваемая нейт¬роном ядру отдачи, определяется соотношением:
Еяо = 2∙mн∙МА∙( mн + МА)-2∙Ен∙[1.-.µн(Ен)],….. (1.10)
где
МА - масса ядра отдачи;
mн - масса нейтрона;
Ен - энергия нейтронов;
µн(Ен) - косинус угла упругого рассеяния.
Наиболее быстрое ядро отдачи вылетает вперед в направлении падающего нейтрона.
Для ядра отдачи азота и кислорода при энергиях нейтрона от 0,025 эВ до 10,5 МэВ µн изменяется от 0,05 до 0,35 [41].
Если принять, что средняя энергия ядра отдачи
Еяо = 2МА∙mн∙Ен∙( МА + mн)-2, (1.11)
то средний угол вылета ядра отдачи составляет величину порядка 45° по отношению к направлению падающего нейтрона.
Сечение упругого рассеяния для нейтронов с энергией от 0,025 эВ до 14 МэВ изменяется в воздухе от нескольких единиц до единицы барн.
Доля энергии, передаваемая нейтронами ядра отдачи при упругом рассеянии, достаточна для ионизации возду¬ха, когда энергия налетающего нейтрона Ен превышает некоторый порог. По модели Кинчина и Пиза [60] и Зейтца [61] ядра отдачи теряют энергию на ионизацию воздуха нормальной плотности до тех пор, пока его кинетическая энергия в воздухе не постигнет граничного значения Еяогр= 107 эВ. Однако по [38] для кислорода и азота пороговая энергия составляет 2,2 и 2 МэВ соот¬ветственно. Учитывая это при работах, выделим два слу¬чая потери энергии при ионизации нейтронами с энергией выше 1 кэВ и 1 ÷ 2 МэВ
При облучении моноэнергетическим пучком нейтронов энергия, передаваемая в виде энергии ядер отдачи, определяется выражением:
Qвозд = П∙∑Eн∙Ni∙σеli∙2∙Mi∙mн∙(Mi + mн)-2∙[1 - μ(Eн)],
где
П.-поток нейтронов, нейтр./cм2
Ni∙- число атомов в см3;
σеli - сечение упругого рассеяния для i – компоненты воздуха, см2.
Для расчетов рассмотрим распространение нейтронов в воздухе нормальной плотности, состоящим из азота 7N14 -79 % и кислорода 8О16 - 21 %.
В случае воздействия на воздух потока нейтронов, имеющего непрерывный спектр, выражение для энергии, передаваемой ядрам отдачи воздуха определяется выражением:
Qвозд = ∑Ni∙∫Eн=1кэв∞{2∙Mi∙mн∙(Mi + mн)-2∙[1-μ(Eн)]} σеli∙φн∙(Eн)∙dE. (1.12)
Как правило, энергетический спектр нейтронов φн∙(Eн)∙для источников представляют в виде долей нейтронов от полного потока для различных энергетических групп Енк. В этом случае выражение (1.12); заменим суммой:
Qвозд = ∑Ni∙∑2∙Mi∙mн∙(Mi + mн)-2∙[1 - μ(Eнк)]} σеlк∙φн∙(Eнк)∙∆к. (1.13)
Для оценки степени равновесия нейтронов с ядрами отдачи необходимо знание их длины пробега. При соударениях нейтронов с энергией до 14 МэВ с ядрами азота и кислорода воздуха ядра отдачи будут иметь максимальную энергию 3,5 и 3,08 МэВ соответственно.
Определенная согласно [38, 39] длина пробега ядер отдачи азота и кислорода при Eн =14 МэВ составляет величину, меньшую 0,33 см. Поэтому можно считать, что при нормальном атмосферном давлении воздуха ядра отдачи будут находиться в равновесии с нейтронами. В этом случае для оценки ионизации воздуха за счет упругого рассеяния можно использовать выражение ( 1.12 ) или (1.13 ).
При расчете учитывались следующие реакции:
0n1 + 7N14 →6C14 +1p1 + E, (a)
0n1 + 7N14 →6В11 +2α4 + E - Еγ, (б)
0n1 + 8O16 →7N16 +1p1 + E, (с)
0n1 + 8O16 →6C13 +1 α4 + E, (д)
Для реакции (б) приводится несколько значений энергии реакции E, так как ядро - продукт образуется не только в основном, но и в возбужденном состоянии, в результате чего высвечиваются гамма-кванты с энергиями Еγ = 2,14; 4,46 и 5,05 МэВ [32, 36].
Энергия заряженных частиц зависит от угла вылета θ относительно направления бомбардирующего нейтрона.
В табл. 1,5 приведены расчетные значения энергии заряженных частиц для реакции (а)÷(д) при Ен =1,7 и 14 МэВ.
Таблица 1.5
Зависимость энергии заряженных частиц от угла вылета θ и энергии нейтронов Ен
Реакции Ен = 1,7 МэВ Ен = 14 МэВ
θ = 0 θ = 90º θ = 180º θ = 0 θ = 90º θ = 180º
(a) 1,8 2,8 2,3 11,0 12,622 14,6
(б) 0,8 0,96 1,2 8,6 9,15 9,9
(с) - - - 6,3 7,45 8,75
(д) - - - 6,0 8,17 11,1
Из данных, приведенных в табл., видно, что при больших энергиях нейтронов (более 2 ÷ 4 МэВ) энергия заряженных частиц для углов θ = 0 и 180° незначительно отличается от Еα,р(90º). Учитывая это в дальнейших расчетах, энергия заряженных частиц принята независимой от угла вылета и равной Еα,р(90º).
Энергия, передаваемая протонами и альфа-частицами при их соударениях с молекулами воздуха, определялась с помощью выражения:
Евозд.α,р = П∙∑σiα,р∙Ni∙Еiα,р , (1.14).
где
σiα,р - сечение реакций (а)-(д);
Еα,р - энергия протона или альфа-частицы, определенная из выражения [42].
В результате реакций нейтронов с энергией до 14 МэВ с вылетом заряженных частиц образуются протоны и альфа-час¬тицы с энергией до 12,7 и 9,2 МэВ соответственно (см, табл. 1.3 и 1.4), имеющие длины пробега 175 см и 92 см [39]. В этом случае равновесие между нейтронами и заряженными частицами будет устанавливаться в значительно больших объемах по сравнению с ядрами отдачи. Однако для открытых объемов, рассматриваемых при ядерном взрыве, практически можно счи¬тать поглощение энергии локальным. Для закрытых объемов с характерными размерами, меньше длины пробега заряженных час¬тиц, необходимо вводить поправки, которые снизят потери энергии в рассматриваемом объеме.
Связь между величиной поглощенной энергии и ионизаци¬онным эффектом, обусловленным отдельными актами взаимодействия нейтронов с атомами азота и кислорода воздуха при постоянстве интенсивности нейтронного пучка, пересекающего газо¬вый объем, определим из выражения:
Евозд.у = W возд∙ J возд, (1.15)
где
Wвозд - средняя энергия, необходимая для образования в воздухе одной пары ионов;
J возд - число пар ионов в единице объема воздуха.
Экспериментальных данных о величине Wвозд, для ядер отдачи мало и они противоречивы. Так как тяжелые ядра отдачи кислорода и азота получают лишь незначительную долю энер¬гии нейтронов, то значение W для воздуха возьмем равным 38,0 эВ, которое характерно для медленных альфа-частиц в воздухе (Еα ≈ 1÷2 МэВ) [40, 119-112].
Энергия протонов Ер и альфа-частиц Еα, получаемых при взаимодействии нейтронов с ядрами азота (7N14) и кислорода (8О16), зависит в первую очередь от энергии реакции Е и кинетической энергии бомбардирующих нейтронов.
Эта энергия определяется, исходя из вида ядерной реакции, с использованием законов сохранения энергии и импульса [42] c использованием выражения:
Евозд = (1+ Мα,р∙ mяо-1)∙ Еα,р- (1- mн∙mяо-1)∙Ен
-2∙mяо-1∙(mн∙mяо-1∙Еα,р∙Ен∙соs θ)0,5, (1.16).
где
Мα,р, Еα,р, mяо - масса и энергия альфа-частицы или протона и масса ядра продукта.
Расчетная величина Евозд принята равной 0,594; 0,233; 5,2 и 2,27 для реакций (а)÷(д) соответственно.
Выражение (1.15) записано для потока моноэнергетических нейтронов.
Для источника, имеющего непрерывный или групповой спектр, выражение запишем в виде:
Евозд α,р = ∙ σi,α,р∙Еi,α,р∙φн(Ен)∙dE, (1.17).
или
Евозд α,р = ∙ σiα,р∙Еα,р,k∙∆k,
где
Еα,р,k, - средняя энергия протона или альфа-частицы в к- той группе.
Средняя энергия Еα,р,k определялась для используемого группового спектра с помощью выражения (1.8), в котором вместо Eн взята средняя энергия в группе Eнк Результаты расчета приведены в табл. 1.4. В табл. 1.4 также приведены средние энергии ядер отдачи Еяоα,р, и суммарная энергия ядра отдачи, энергии протона и альфа- частицы. Для реакций (n,α1), (n,α2) и (n,α3) на азоте и кислороде (n,α) Еα,р приведены с учетом вылета гамма-кванта с энергией Еγ = 2,14; 4,46; 5,03 МэВ и Еγ = 3,7 МэВ соответственно.
Групповые сечения σα,р,k были получены по данным [32,36] с помощью выражения:
σα,р,k = σ(E)∙dE/ dE
≈ [σj(Ej)+σj-1(Ej-1)]∙(Ej- Ej-1)]∙[ (Ej- Ej-1]-1, (1.19)
где
σj(Ej) - сечение реакции (n, р) или (n,α) при энергии Ej.
Групповые значения сечения упругого рассеяния в азоте и кислороде, средние косинусы углов упругого рассеяния и групповые сечения реакций с вылетом заряженных частиц для используемого раcпределения нейтронов по энергетическим группам вычислены по данным [32, 36, 41] и приведены в табл. 1.6.Таблица 1.6
Энергия заряженных частиц в результате реакций нейтронов (n, p) и (n,α) с ядрами азота и кислорода.
Энергия
нейтронов, Eн, МэВ 0÷0,1 0,1÷0,5 0,5÷1,0 1,0÷2,0 2,0÷4,0 4,0÷10,0 10,0÷14,0 13,9÷14,2
Средняя энергия
нейтронов в группах, Eнк, МэВ
0,05
0,3
0,75
1,5
3
7
12
14,05
1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11
Азот
14N7
(n,p) Ep 0,565 0,782 1,172 1,822 3,122 6,582 10,922 12,73
Epяо 0,079 0,112 0,172 0,279 0,472 1,012 1,672 1,914
Ep∑ 0,644 0,894 1,344 2,094 3,594 7,594 12,594 14,644
(n,α0) Eα0 - 0,027 0,375 0,815 1,795 4,420 7,690 9,19
E α0яо - 0,043 0,145 0,455 0,975 2,350 4,080 4,627
E α0∑ - 0,070 0,520 1,270 2,770 6,770 11,770 13,812
(n,α1) Eα1 - - - - - 2,280 5,550 7,050
Eα1яо - - - - - 2,410 4,140 4,627
Eα1∑ - - - - - 4,690 9,690 11,677
(n,α2) Eα2 - - - - - 0,27+ 3,23 4,72
Eα2яо - - - - - 2,470+ 4,140 4,637
Eα2∑ - - - - - 2,740+ 7,370 9,357
(n,α3) Eα3 - - - - - 0,030++ 2,040 4,16
Eα3яо - - - - - 3,630++ 4,740 4,394
Eα3∑ - - - - - 3,660++ 6,780 8,554
Кислород
16О8
(n,p) Ep - - - - - - 5,700 7,500
Epяо - - - - - - 1,100 1,35
Ep∑ - - - - - - 6,800 8,85
(n,α) Eα - - - - 0,340+++ 3,210 6,730 8,19
E αяо - - - - 1,190 1,520 3,000 3.50
E α∑ - - - - 1,530 4,730 9,730 11,78
Примечание: + Ен = (6 ÷ 8,75) МэВ; ++Ен = (7 ÷ 8,75) МэВ; +++Ен = (3,6÷4) МэВ.
Таблица 1.7
Групповые сечения реакции упругого рассеяния, (n,р) и (n, α)
Группа
нейтронов,
МэВ Средняя энергия
нейтронов в группе
(Енк), МэВ Азот Кислород
σ0e,
мбарн 1- µ (Енк) σ(n,р),
мбарн σ(n,α0),
мбарн σ(n,α1),
мбарн σ(n,α2),
мбарн σ(n,α3),
мбарн σ0e,
мбарн 1- µ (Енк) σ(n,р),
мбарн σ(n,α),
мбарн
0÷0,1 0,05 4750 0,95 0,56 - - - - 3600 0,96 - -
0,1÷0,05 0,3 3500 0,95 1,3 - - - - 3700 0,96 - -
0,5÷1,0 0,75 2250 0,95 44 - - - - 5600 0,77 - -
1,0÷2,0 1,5 1830 0,80 46 29,6 - - - 4300 0,85 - -
2,0÷4,0 3,0 1450 0,83 48 209 - - - 1840 0,80 - -
4,0÷10,0 7,0 1030 0,7 57 132 22,5 31,6х) 54,2 хх) 1150 0,7 9 70
10,0÷14,0 12,0 900 0,52 52 70 20 40 60 1200 0,52 45,7 86
13,9÷14,2 14,05 900 0,52 52 70 20 40 60 1,25 0,52 48 86
Примечание: х) - Енк = (6 ÷ 8,75) МэВ; хх) - Ен = (7 ÷ 8,75) МэВ.
Результаты расчета удельной ионизации воздуха при упругих соударениях нейтронов приведены на рис. 1.22.
2 5 10-1 2 5 100 2 5 101 2
Э н е р г и я, Ен , МэВ
Рис.1.22 Зависимость от энергий удельной дозы, кермы и интенсивности ионизации, создаваемой в воздухе гамма-квантами (1), нейтронами в ткани (2) и в воздухе (Зя,3р,3α) при упругих и неупругих соударениях с ядрами азота и кислорода
Рассмотрение данных, приведенных на рис. 1.22 показывает, что при Ен = 2 МэВ основной вклад в ионизацию воздуха вносят ядра отдачи, а при Ен = 4 МэВ существен вклад альфа - частиц и протонов. На рисунке приведена также зависимость от энергии удельной кермы в ткани и удельной ионизации гамма-квантов [38]. Из приведенных данных видно, что ионизация в мягкой ткани от 3 до 9 раз выше, чем в воздухе при нор¬мальном атмосферном давлении, а ионизация гамма-квантами - от 1,3 до 3,9 раз выше, чем нейтронами при одинаковых уcловиях.
В работе [43] при определении кермы нейтронов в ткани учитывается только доза первого соударенияs кроме того состав мышечной ткани [43] несколько отличается от формулы для ткани (С5Н40О3N)n, принимаемый в [38]. Вклад процессов упругого рассеяния в удельную керму нейтронов для состава ткани [38] приведен в табл. 1,8. При расчете использовались данные, приведенные в табл. 1.6 и 1.7.
Таблица 1.8
Вклад процессов упругого и неупругого рассеяния в удельную керму нейтронов ткани С5Н40О3N)n при Ен=13,9÷14,2 МэВ.
Процессы
рассеяния Вклад в удельную керму, х1010 рад/нейтр∙см-2
водород кислород углерод азот Суммарный
вклад
1.Упругое рассеяние 89 3,92 5,92 0,61 99,45
2.Неупругое рас сеяние: (n,p) - 1,35 - 0,304 1,654
(n,α0) - 3,23 - 0,38 3,61
(n, α1) - - - 0,093 0,093
(n, α2) - - - 0,147 0,147
(n, α3) - - - 0.204 0.204
3. Суммарный
вклад 89 8,5 5,92 1,738 105,158
Из приведенных данных видно, что основной вклад в керму нейтронов вносит водород (89 %). Учет заряженных частиц (протонов и альфа-частиц) приводит к увеличению кермы нейтронов на 5,5 %.
В воздухе при Ен=13,9÷14,2 МэВ ионизация определяется в основном процессами (n, α3) на азоте, причем суммарный вклад в ионизацию составляет 60,3; 22,2; 17,5 % для процессов (n, α3), (n, р) и упругих соударений.
Сравнение ионизации воздуха нейтронами Ен=13,9÷14,2МэВ и гамма-квантами с Еγ=1,3 МэВ по данным рис.1.22 показывает, что ионизация нейтронами в 3 раза выше (N14=1,97.10-9 Р/нейтр.см2, Nγ = 6,5.10-10 Р/квант.см2). С уменьшением энергии нейтронов это отношение уменьшается. Так, при Ен=1÷2 МэВ основной вклад в ионизацию воздуха вносит процесс упругого рассеяния на ядрах азота, а отношение ионизации воздуха быстрыми нейтронами к ионизации гамма-квантами с энергией 1,3 МэВ уменьшается до 0,52.
Максимальная интенсивность иоизации воздуха быстрыми нейтронами при ядерном взрыае qня(R) и взрыве НБ qнб(R) может быть оценена по данным [27] c помощью выражений:
qня(R) =2,3∙108∙Pн(R), пар ионов /см2∙с (1.20)
qнб(R) = 6∙108∙Pн(R), пар ионов /см2∙с (1.21)
где
Pн(R) - максимальная мощность поглощенной дозы в воздухе, соэдаваемая быстрыми нейтронами, согласно выражения (1.8).
В работе [27] для упрощенной конструкции ядерного боеприпаса приводится следуюшее выражение, определяющее интенсивность ионизации воздуха быстрыми нейтронами:
qня(t) = 4,5∙1017∙W∙exp(-2,08∙104∙t)∙(0,89∙+0,11∙exp(-2,6∙104∙t)∙ exp(-
2,1∙104∙R2)∙[3,04∙109∙exp(1- exp(-2,1∙104∙t)]-1∙[1- exp(-2,1∙104∙t)]-1,5,
пар ионов /см2∙с. (1.22)
Монография посвящена изложению и анализу методов измерения проводимости газов, создаваемой ионизирующими излучениями. Эти методы являются одной из разновидностей ионизационных методов исследования параметров источников излучений высокой интенсивности, в частности, стационарных и импульсных ядерно-физических установок (ЯФУ). Важность определения параметров источников излучений вряд ли нужно специально оговаривать. Кроме того, при исследовании различных электродинамических явлений, возникающих в газах под действием импульсов ионизи¬рующих излучений, необходимо знать проводимость и диэлектри¬ческую проницаемость газа во время действия источника иони¬зации [1]. К ним в первую очередь можно отнести исследования электромагнитных полей в зоне ионизации, создаваемых импульсным источником ионизирующего излучения (ИИ), а также затухание электромагнитных волн при их распространении в зоне ионизации источника.
При дозиметрии однократных импульсов ИИ необходимо обеспечить широкий динамический диапазон и высокое временное разрешение. Этим требованиям достаточно хорошо отвечают различные методы диагностики низкотемпературной плазмы, в частности, высокочастотные и сверхвысокочастотные методы [2-6].
Определение мощности экспозиционной дозы (плотности ионизации) с помощью ионизационной камеры (ИК) связано с измерением ионизационного тока, пропорционального концент¬рации вторичных заряженных частиц (в основном положительных и отрицательных ионов) в измерительном объеме, ограниченном двумя электродами при постоянном внешнем напряжении между ними. Эти измерения наиболее развиты для режима насыщения камеры и широкое распространение получили в рабочих, образцовых и эталонных средствах измерений при мощности экспозиционной дозы (МЭД) 10-8 - 101 Р/с благодаря простоте датчиков, их воздухоэквивалентности, а также слабой зависимости чувствительности от напряжения питания. Подробным анализ вольтамперных характеристик ИК показывает, что их разрешающее время при нормальном атмосферном давлении воздуха не может быть менее 10-6 с и практически регистрируемая максимальная MЭД при эффективности собирания f ≥ 0,85 не превышает 106 Р/с. При МЭД более 105 Р/с существенный вклад в ионизационный ток воздушной камеры начинают вносить электроны, а также оказывает влияние объемный заряд электронов, положительных и отрицательных ионов и ряд других процессов.
В настоящее время достаточно полное решение этого воп¬роса отсутствует, а при измерениях существует ряд ограниче¬ний, в частности, связанных с созданием больших напряженностей электрических полей. Подобные ограничения снимаются, если использовать зон¬дирование ионизованного воздуха с помощью электрических полей малой напряженности и устанавливать связь между проводимостью воздуха и МЭД (плотностью ионизации).
В настоящее время для регистрации непрерывного и импульсного излучения с МЭД до 100 Р/с и ЭД (0,01-500) Р широко используются интегральные конденсаторные ионизационные камеры.
Актуальной проблемой является измерение импульсного излучения источников с длительностью от единиц наносекунд до нескольких десятков микросекунд, МЭД до 1010 Р/с и ЭД до 104 Р [7,8]. Эти измерения в настоящее время проводят в основном с использованием различного рода твердотельных детекторов (полупроводниковые детекторы, термо- и фотолюминесцент¬ные детекторы и др.). Одним из существенных недостатков их является относительно длительное время получения информации об ЭД после облучения и подготовки к последующему циклу измерений, относительно высокий фоновый порог выпускаемых об¬разцов детекторов (более 1 - 10 Р). Твердотельные дозиметры в настоящее время пока не могут использоваться в качестве прямопоказывающих. Эти недостатки относительно просто устраняются при использовании интегральных конденсаторных ИК. Решение вопроса о возможности их использования при больших МЭД и ЭД также связано с детальным изучением электродинамических процессов в ионизированном газе.
Временное разрешение ионизационных методов измерений параметров ИИ определяется процессами рекомбинации заряжен¬ных частиц, прилипанием электронов, газовым усилением, объемным зарядом и другими эффектами, Использование электроотрицательных газов может позволить увеличить временной диапа¬зон измерений МЭД коротких импульсов ИИ, а также снизить электронную составляющую электронного тока в интегральных конденсаторных ИК.
Решению указанных проблем посвящен ряд отдельных и различных по ценности статей в разных периодических изданиях и депонированных статьях [1,5,6,10,11,12], а также в ряде монографий, прямо не связанных с метрологией ионизирующих излучений [9,13].
Учитывая это, в монографии предпринята попытка дать специалисту по измерениям параметров ИИ по возможности полную и достаточно подробную характеристику наиболее распространенных и важных методов измерения проводимости гaзa и заряда частиц в газе, создаваемых ионизирующими излучениями. В связи с этим рассмотрены процесс создания воздушной плазмы ИИ, основные характеристики ионизованного воздуха и других газов, зависимость проводимости воздушной плазмы от параметров источников излучения и их характеристик. Описаны методы измерений проводимости газа, МЭД и плотности ионизации газа, создаваемых различными ионизирующими излучениями, с помощью ионизационных камер (динамических и интегральных), зондов при малых напряжениях питания, полосковых и коаксиальных линий, заполненных газом, на высоких частотах, а также с помощью резонаторов и волноводов на сверхвысоких частотах. Описаны методики измерений, приведены анализы основных погрешностей измерений в различных условиях. Рассматриваются преимущества и недостатки различных методов измерений проводимости газа. Приведены результаты измерений проводимости плазмы.
Монография рекомендуется метрологам, занимающихся метрологическим обеспечением измерениями ИИ в сфере обороны и безопасности, а также для разработчикам средств измерений ИИ в целях обеспечения единства измерений существующими средствами измерений и учета выработанных рекомендаций при создании новых средств измерений. Может быть использована слушателями и курсантами высших военных учебных заведений при изучении курса по военной метрологии, слушателями факультетов повышения квалификации и курсов по переподготовки кадров.
Д.т.н., профессор, академик Метрологической академии
Российской Федерации
Лотонов М. А.
Глава I. Проводимость газа, cоздаваемая ионизирующими излучениями
§ 1.1. Краткая характеристика высокоинтенсивных импульсных источников ионизирующих излучений.
Бурное развитие ядерной физики наряду с созданием ядерного оружия привело к широкому использованию высокоинтенсивных импульсных и стационарных источников ионизирующих излучений. Они получили широкое применение в различных смежных отраслях науки и техники и, в частности, в химии и медицине. В 60-х годах с появлением достаточно мощных и доступных источников началось использование их в химико-технологических процессах, а также при экспериментальном определении различных характеристик элементов и узлов радиоэлектронной аппаратуре.
Одной из особенностей высокоинтенсивных импульсных источников ИИ является их относительно невысокая стабильность параметров, а также трудности расчета толщины испытываемых объектов, что приводит к необходимости проведения дозиметрического сопровождения каждого импульса.
Разработка и оснащение армий стран НАТО и США ядерными боеприпасами с малой мощностю (до 10 - 20т) и тактичским ядерным боеприпасом, так называемой «нейтронной бомбой», привело к необходимости разработки и испытаний дозиметров гамма-нейтронного излучения, регистрирующих импульсное излучение высокой интенсивности (до 1010 рад/с) на высокоинтенсивных источниках излучения.
В. качестве таких источников широко используются импульсные и статические ядерные реакторы, рентгеновские установки, ускорители электронов, з также генераторы нейтронов.
§ 1.1.1. Проникающая радиация, создаваемая при взрывах ядерных боеприпасов.
С точки зрения предъявления требований к дозиметрам и измерителям проводимости воздуха важными характеристиками проникающей радиации являются: спектральное распределение, амплитудно-временные параметры гамма-нейтронного излучения, накопление дозы во времени и пространственно-угловое распределение ионизирующих излучений. Указанные характеристики изменяются в широких пределах в зависимости от целого ряда факторов, таких как вид ядерного горючего, тип боеприпаса, вид взрыва, мощность взрыва, расстояние от эпицентра (центра) взрыва и т.п.
Для оценки требований к дозиметрам и измерителям прово¬димости, по-видимому, в первую очередь необходимо рассмотреть случай, когда основным поражающим фактором для личного состава и аппаратуры является проникающая радиация. Этот случай характерен для взрывов ядерных боеприпасов сверхмалой и малой мощности, а также «нейтронной бомбы» [17-19].
Такая постановка вопроса совпадает с тенденциями развития ядерного оружия за рубежом, связанной с увеличением удельной мощности ядерных боеприпасов. Так, в США удельная мощность к началу 60-х годов была увеличена более чем в 100 раз по сравнению с первыми образцами.
Сообщалось, например, что весовые и габаритные характеристики боеприпасов улучшились в два раза по сравнению с боеприпасами, поступившими на вооружение сравнительно недавно - в 1970-1971 г, г. [15,16].
В последние годы в США интенсивно ведутся работы по создании. новых типов ядерных боеприпасов [17].
К ним можно отнести [17, 18, 19]:
- создание «нейтронной бомбы» с мощностью 20-30 т и изменяемой мощностью, отличающейся различными поражающими свойствами (Mini Nukes);
- ядерные боеприпасы с повышенным выходом проникающего излучения (Enhanced radiation weapons или prompt radiation weapons);
- безрадиационные ядерные боеприпасы (Suppressed radiation weapons);
- ядерные боеприпасы для радиоактивного заражения местности (Induced radiation weapons)..
Другой тенденцией в развитии ядерного оружия США является улучшение точности стрельбы, которое позволит уменьшить мощность. боеприпасов [21]. Приведенные тенденции могут изменить требования к дозиметрам, связанные, в основном, с амплитудно-временными, пространственно-угловыми и спектральными характеристиками источника ионизирующих излучений.
Учитывая эти тенденции и данные, приведенное в зарубежной открытой литературе (в основном американские) [26, 28], были оценены основные характеристики проникающей радиации взрывов сверхмалой и малой мощности ядерных и термоядерных боеприпасов,
Экcпозиционная и поглощенная доза гамма-излучения.
Амплитудно-временное и спектральное распределение гамма-излучения приникающей радиации обусловлено мгновенным, захватным и околочным компонентами, а также гамма-излучением, возникающим при неупругих соударениях быстрых нейтронов ,
Мгновенное гамма-излучение.
Спектр мгновенного гамма-излучения в диапазоне энергии Еγ = 0,03÷6 МэВ для ядерного боеприпаса по данным [28] приведен на рис. 1.1. Спектр гамма-излучения несколько жёстче спектра деления Pu239. Это связано с поглощением низкоэнергетичных фотонов в материале боеприпаса и выходом гамма-квантов при взаимодействии нейтронов с материалами ВB. Около 80 % мгновенного гамма-излучения выделяется за время порядка 10-10 до 10-9 с, 55÷65 % со временем полураспада от 10-10 до 10-9 с. Почти все мгновенное гамма-излучение продолжается до 10-8 с [27, 28].
Средняя энергия мгновенных гамма-квантов составляет 1,3 МэВ [28], причем энергия, уносимая ими, составляет 1 % от общей энергии, выделяющейся при взрыве. Подробно выход мгновенного гамма-излучения при взрыве ядерного боеприпаса мощностью 1 и 24 кт обсуждался в работах [27, 28], причем в работе [27] рассматривалась динамика выхода гамма-излучения для упрощенной схемы боеприпаса мощностью 1 кт.
Форма импульса мгновенного гамма-излучения приведена на рис. 1.2. [26].
Рис. 1.1. Спектр мгновенного гамма-излучения.1 - ядерный взрыв, W = 24 кт [28];2 – cпектр деления, Pu239, U235 [28]; 3 – N(E) = 0,72 exp(-1,87∙E) + 0,22 exp(-0,4∙E) Рис. 1.1а. Энергетическое распределение начального гамма-излучения термоядерного взрыва.
Рис. 1.2. Форма импульсов нейтронного (2) и гамма-излучения (1) ядерного взрыва. Рис. 1.3. Временная зависимость мощности дозы гамма-излучения на расстоянии 1000 м ядерного взрыва мощностью 1кт [27].
Максимальный выход мгновенных гамма-квантов составляет Nγ макс = 7∙1030 квант/с.кт [28], длительность гамма-импульса на полувысоте равна 28 нс [28].
Гамма-импульс по данным [28] может быть аппроксимирован в виде:
при t = 0 ÷ 40,32 10-8 с
Nγ1 = exp (1,32∙108∙t), (1.1а)
при t = (40, 32 ÷ 43,82)∙10-8 с
Nγ2 = 4∙Nγмакс∙exp[1,32∙108∙( 43,32∙10-8 – t)]∙
{1+exp[1,32∙108∙( 43,32∙10-8 – t)]}-1,…..(1.1б)
при t = (44, 32 ÷ 57,32)∙10-8 с
Nγ3 = 4∙Nγмакс∙exp[1,32∙108∙( 43,32∙10-8 – t)]∙{1+exp[1,32∙108∙( 43,32∙10-8 – t)]}-1 + 0,167∙Nγмакс∙exp[-1,87∙10-7∙( t - 43,32∙10-8 – t)], (1.1в)
Pγмакс = 3,36∙1016∙W∙∙exp(λэфф/R), P/c (1.1г)
При распространении в воздухе форма гамма-импульса изменяется, причем увеличивается его длительность. Это обусловлено многократным рассеянием гамма-квантов в воздухе. Изменяется спектр мгновенного излучения, причем на расстояниях от центра взрыва R ≤ 500 м преобладает низкоэнергетическая группа фотонов (Еγ ~1,25 МэВ), а на R > 500 м начинает преобладать высокоэнергетическая группа фотонов (Еγ ~ 4 МэВ) [27].
Эффективная длина свободного пробега гамма-квантов λэфф в воздухе при нормальном атмосферном давлении по данным [27] составляет 260 м, несколько меньшая длина получается по данным [28].
Упрощенную зависимость изменения мощности экспозиционной дозы во времени и от расстояния R для мгновенного гамма-излучения можно получить из выражения [27]:
Pγ(t) = 5,07∙108 {[3,35∙104∙ exp 1,27∙108 + [1 - exp(-1,025∙106∙t2]∙
3,18∙10-3∙exp(-4,6∙105∙t2)∙[t2 - 4,845∙105)5/4]-1 + 4∙102∙exp(-1,54∙104∙t2) +2,1∙(t2 + 2,66)-1,2]}∙W∙R-2∙exp(-R/280), (1.2)
где
W - мощность взрыва, кт;
t1 ≤ 5∙10-8 с; t2 ≥ 5∙10-8 с; t1 = t1′- R/с; t2 = t2′- R/с и t1′ и t2- время после определенного нулевого времени, с - скорость света, м/с.
Формы импульсов, а также максимальная мощность дозы по выражениям (1.1) и (1,2) несколько отличаются. Это обусловлено различиями исходных данных и методах расчета кинетики развития взрыва, принятый в работах [27] и [28]. Ввиду того, что в работе [28] не обсуждается временная и пространственная зависимости мощности экспозиционной дозы мгновенного гамма-излучения, для дальнейших расчетов и оценки примем зависимость(1.2), приведенную в работе [27].
Мгновенное нейтронное излучение
Спектр нейтронов при ядерном взрыве изменяется во времени. Во времена да 1,4.10-7 с спектр несколько жёстче спектра деления 239Рu а при t =36∙10-8 с он становится мягче спектра деления и имеет значительный компонент с энергией ниже 26 кэВ [28]. Общий выход нейтронов составляет 1,9∙1023нейтр./кт, причем выходит 64 % общего числа нейтронов, получавшихся в результате взрыва составляет 1,7 % общей энергии взрыва. Средняя энергия мгновенных нейтронов по данным [26] составляет ~ 1,5 MэВ, а максимальный выход нейтронов
Nнмакс = 6,04.1030 нейтр./с.кт.
Конкретные данные по параметрам проникающей радиации «нейтронной бомбы» (НБ) в открытой печати отсутствуют. Однако на основе опубликованных материалов [18-24] можно предположить, что НБ свойственны следующие качественные показатели:
- большая часть энергии высвобождается в виде мощного нейтронного импульса;
- радиус зоны поражения населения ударной волной и световым излучением значительно меньше, чем радиусы поражения проникающей радиации;
- радиоактивное заражение окружающей среды незначительно;
- зона разрушения наземных сооружений мала.
Исходя из этих свойств можно считать, что делящихся тяжелых элементов, являющихся основным источником радиоактивного заражения местности, должно быть меньше или они должны отсутствовать, основная доля энергии взрыва должна выделяться в виде нейтронного излучения, доля энергии ядерной реакции, переходящая в кинетическую энергий продуктов. реакции, являвшихся источником формирования ударной волны, должна быть минимальна. Такой боеприпас можно реализовать на реакции синтеза легких элементов (трития, дейтерия и др.). Известно, что для осуществления цепной реакции синтеза необходим прогрев смеси легких элементов до температуры более единиц миллионов градусов. Смесь может разогреваться до такой температуры при использовании ядерного запала, при разряде емкостного накопителя, при облучении мощным пучком электронов или лучом мощного лазера [19, 20]. Реализовать эти методы с хорошим преобразованием энергии в настоящее время в тактическом боеприпасе достаточно трудно, по-видимому, кроме использования ядерного запала с выходом нейтронов, мощности взрыва нескольких сотен килограмм тринитротолуола.
В дейтерий-тритиевой и тритий-тритиевой смесях при температуре ~ 10 млн. градусов нейтрон уносит энергии 14,5 МэВ из 17,6 МэВ (80%) и 8 МэВ из 11 МэВ (73%) соответственно [29, 30].
Результаты расчета выхода нейтронов исходя из баланса энергии, выделяющейся при делении~ 15 г Pu239 и синтезе ~ 1 г смеси трития с дейтерием и трития с тритием по данным, приведенным в работе [30] показывает, что по выходу нейтронов взрыв заряда мощностью ~ 0,3 кт и вкладом реакции синтеза 17 % эквивалентен по выходу нейтронов взрыва обычного заряда с мощностью от 2 до 5 кт, т.е. выходу (8,4÷30)∙1023 нейтронов с энергией ~14 МэВ и 4,6∙1022 нейтронов с средней энергией ~ 1,5 МэВ (со смягченным спектром деления Pu239).
Вторичное гамма-излучение.
При распространении нейтронов в атмосфере в результате замедления и поглощения нейтронов образуется вторичное гамма-излучение при неупругом рассеянии и захвате нейтронов.
Неупругое рассеяние возникает, в основном, при больших энергиях нейтронов (от 5 до 14 МэВ) и им практически можно пренебречь при энергиях нейтронов менее 0,5 МэВ. Выделяют два основных источника неупругого рассеяния. Одним источником является материал боеприпаса, другим - воздух (и земля, в случае наземного взрыва). Подробно неупругое рассеяние быстрых нейтронов в материале боеприпаса. (в уране и железе) до его разрушения (t ~10-5 с) обсуждается работе [27].
Гамма-кванты неупругого рассеяния в железе по расчету [27] составляют около 15 % от потока гамма-квантов вне боеприпаcа. В целом принимается, что неупругое рассеяние дает увеличение мощности дозы на 23 % [27]. Энергетическое распределение рассеянных в боеприпасе гамма-квантов принимается таким же, как и энергетическое распределение квантов при делении. Захватное гамма-излучение в материале боеприпаса имеет большое сечение для тепловых нейтронов. По оценкам [27] доля термализoванных нейтронов внутри боеприпаса мала. Захватное гамма-излучение гораздо более жесткое, чем возникающее при неупругом рассеянии (Еγcр =~ 5,6 МэВ для железа) и составляет ~ 2 % от гамма-излучения , возникающего при неупругом рассеянии нейтронов. Большинство нейтронов проходит через материал боеприпаса и проходит значительные расстояния прежде, чем они превратятся в тепловые, причем, большая часть нейтронов (около 50 %) неупруго рассеивается в материале боеприпаса.
Для термоядерного взрыва американские специалисты считают [34], что он может быть представлен спектром гамма-излучения продуктов распада U235, наблюдаемом в промежутке времени от 0,2 до 0,5 с после деления. Этот спектр показан на рис. 1.1а.
Вопросы, связанные с распространением быстрых нейтронов в однородной атмосфере и у поверхности земли, рассматриваются подробно в работе [26] и несколько упрощенно- в работе [27].
При этом выделят процессы неупругого рассеяния нейтронов в воздухе и земле и захвата тепловых нейтронов в воздухе и земле. Неупругое рассеяние в воздухе определяется, в основном атомами азота и только 10%-атомам кислорода [27].
Неупругое рассеяние атомами азота имеет место при энергиях нейтронов более 2,3 МэВ. Поперечное сечение этой реакции порядка 0,1 барн при 7 МэВ, возрастает до 0,3 барн при 8 МэВ и 0,5 барн при 10 МэВ [27].
Подробно ядерные константы в расчетах ионизации воздуха под действием стационарного потока нейтронов обсуждается в работах [31].
Групповые сечения рассеяния неупругого рассеяния нейтронов ядрами азота и кислорода по данным [32, 36] приведены в таблице 1.1.
Таблица 1.1
Групповые сечения реакции неупругого рассеяния нейтронов ядрами азота и кислорода.
Ядро Азот 7N14 Кислород 8O16
Вид реакции (n, n′) (n, n2′) (n, n3′) (n, n4′) (n, n1′) (n, n2′)
Энергия нейтро
нов, ЕН, МэВ 5,3 ÷ 14 5 ÷ 14 6,45 ÷ 14 11 ÷ 14 6,55 ÷ 14 7,16÷ 14
Сечение реакции σ0e, мбарн 24,4 61,5 57,5 152 136,5 52,8
Энергия гамма квантов, MэВ 1,6 2,3 5,1 10,8 6,1 7,0
Из табл. 1.1. видно, что энергия гамма-квантов неупругого рассеяния нейтронов с энергией от 5,3 до 14 МэВ в воздухе изменяется от 1,6 до 10,8 МэВ.
При неупругом взаимодействии нейтронов с грунтом, содержащим 16 % Н2, 57 % 02, 16 % Si и 8 % А1 [26], основной вклад в гамма-излучение дает кислород, кремния и алюминий. Около 50 % гамма-квантов преимущественно с энергией 6 МэВ (Еγ = 2,7-8 МэВ) получается при неупругом взаимодействии нейтронов с кислородом, 35 % гамма-квантов получается с энергией 1,78 и 2,94 МэВ при взаимодействии с кремнием и 15 % гамма-квантов с энергией от 0,47 до 3 МэВ - при взаимодействии с алюминием. Средняя энергия фотонов при неупругом рассеянии в грунте близка к средней энергии гамма-квантов в воздухе и составляет около 3,4 МэВ, для энергетического спектра излучений нейтронов на расстоянии, где имеется наибольший вклад в гамма-излучение. Импульс неупругого гамма-излучения, возникающего в грунте, короче, чем в воздухе, так как у земли рассеяние происходит на более близком расстоянии к центру взрыва, чем в случае свободного воздуха. Большая часть нейтронов рассеивается не ниже 30 см над поверхностью грунта. В связи с этим гамма-излучение в воздухе, ослабляется и имеется косинусоидальное распределение вокруг вертикальной оси.
Захватное гамма-излучение, в основном, возникает в воздухе при взаимодействии тепловых нейтронов с ядрами азота. Спектр гамма-квантов охватывает энергии от 3 до 11 MэВ со средней энергией около 5,3 МэВ.
При каждом захвате образуется 18 гамма-квантов. Плотность тепловых нейтронов имеет максимум на расстоянии 500 м от центра взрыва [27].
Захватное гамма-излучение в грунте возникает в кремнии, а также в железе, алюминии, калии, натрии и т.д., содержащихся в минеральных или скальных породах. Так как почти все реакции захвата нейтронов с ядрами элементов грунта сопровождаются выходом гамма-кванта, а сечение захвата (n, γ) в азоте составляет около 4,4 % от полного сечения, выход гамма-квантоз из грунта увеличивается примерно в 20 раз для каждого захвата в грунте [27]. При каждом захвате излучается примерно два фотона, которые имеют в среднем энергий 4 МэВ. Захватное гамма-излучение в грунте возникает во времена порядка 10-4 с после взрыва, в то время как в воздухе – при t = 10-3÷ 10-1 с [27, 28]. Захватное гамма-излучение в грунте возникает в основном на глубине 10÷40 см. Оно ослабляется верхними слоями грунта и имеет косинусоидальное распределение квантов относительно вертикальной оси.
Зависимость мощности экспозиционной дозы гамма-излучения от расстояния во времена от 10-9 до 1 с, с учетом рассмотренных выше процессов, по данным работы [27] в однородной атмосфере можно описать выражением:
Pγ(R,t) = W∙{5,07∙108∙[4,12∙104 exp(1,27∙108∙t+(1 – exp(-1,025∙106∙t2)∙3,18∙10-3∙exp(-4,6∙105∙t2)∙[(t2-4,859∙10-8)5/4}-1 + 5,6∙10∙exp[-1,75∙107∙(t2 - 5∙10-8)] + 4∙102∙exp[-1,5∙104∙t2) + 2,1∙(102∙exp[∙t2+2,66)-1,2]∙R-2∙exp(-R/280) + 8,5∙102∙exp(-R/360)∙[exp(t1/T1)3 - exp(-t/T2)] + [1,33∙109∙R-2exp(-R/440) + 3,3∙103 [exp(-R/265)]∙exp(-20∙t)}, R/c (1.3)
где
Т1 = R/5,52∙107 с;
Т2 = 3,6.10-7 с.
t1; t2 ; W - определены в выражении (1.2).
Рγмакс (R) = 1.2∙1016∙R-2∙W∙ехр(-R/280), Р/с (4)
Изменение мощности экспозиционной дозы во времени на расстоянии 1000 м от центра ядерного взрыва мощностью 1 кт приведена на рис. 1.3. Из рисунка видно, что гамма-излучение, вызванное неупругим рассеянием нейтронов, имеет наибольшую величину в момента времени от 10-6 до 3.10-5 с. В моменты времени от 2∙10-4 до 3.10-1 с наибольший вклад дает захватное гамма-излучение. В остальные моменты времени мощность экспозиционной дозы определяется гамма-излучением деления. В течение первой микросекунды максимальная величина МЭД гамма-излучения деления в несколько сотен раз больше максимальной мощности дозы, создаваемой нейтронами при неупругих взаимодействиях с воздухом.
Подобные временные зависимости мощности поглощенной дозы вторичного гамма-излучения, создаваемого нейтронами деления и нейтронами с энергией 12,2-15 МэВ на расстоянии от центра источника нейтронов (взрыв НБ с выходом 4,6.1022 нейтронов деления и 1024 нейтронов с Ен = 12,5÷15 МэВ), приведены на рис. 1.4. и 1.5. [26].
Рис. 1.4. Временная зависимость мощности поглощенной дозы вторичного гамма-излучения, создаваемого нейтронами спектра деления на расстоянии 300 м при взрыве с выходом 4,6∙1022нейтронов. 1 – однородная атмосфера, Pγмакс1а = 2,9∙106 рад/c (а – расчет по методу Монто-Карло); в - расчет по методу дискретных ординат); 2 – высота взрыва Н = 15 м, (расчет по мето ду Монто-Карло) Pγмакс1а = 4,4∙106 рад/c.].
Рис. 1.5. Временная зависимость мощности поглощенной дозы вторичного гамма-излучения, создаваемого нейтронами Ен = 12,2 ÷15 МэВ на расстоянии 300 м ор центра взрыве с выходом 10∙1024нейтронов. 1 – однородная атмосфера, (а – расчет по методу Монто-Карло); в - расчет по методу дискретных ординат); 2 – высота взрыва Н = 15 м, расчет по методу Монто-Карло, Pγмакс1а = 2,6∙1010 рад/c, Pγмакс2а = 1,85∙1010 рад/c.
Рис. 1.4. Временная зависимость мощности поглощенной дозы вторичного гамма-излучения, создаваемого нейтронами спектра деления на расстоянии 300 м при взрыве с выходом 4,6∙1022нейтронов. 1 – однородная атмосфера, Pγмакс1а = 2,9∙106 рад/c (а – расчет по методу Монто-Карло); в - расчет по методу дискретных ординат); 2 – высота взрыва Н = 15 м, (расчет по методу Монто-Карло) Pγмакс1а = 4,4∙106 рад/c.]. Рис. 1.5. Временная зависимость мощности поглощенной дозы вторичного гамма-излучения, создаваемого нейтронами Ен = 12,2 ÷15 МэВ на расстоянии 300 м ор центра взрыве с выходом 10∙1024нейтронов. 1 – однородная атмосфера, (а – расчет по методу Монто-Карло); в - расчет по методу дискретных ординат); 2 – высота взрыва Н = 15 м, расчет по методу Монто-Карло, Pγмакс1а = 2,6∙1010 рад/c, Pγмакс2а = 1,85∙1010 рад/c.
По данным, приведенным на рис. 1.4. и 1.5, видно, что максимальная мощность поглощенной дозы, создаваемой нейтронами с Ен = 12,2÷15 МэВ (термоядерная часть НБ), в 4,0∙103 и 3,8∙103 раз больше мощности дозы, создаваемой нейтронами спектра деления при воздушном и наземном взрыве соответственно. Длительности импульсов вторичного гамма-излучения практически одинаковы (~10-5с). Форма импульса мощности поглощенной дозы вторичного гамма-излучения в сильной степени зависит от высоты и вида взрыва, При воздушном взрыве четко просматривается два импульса, обусловленных неупругим воздействием нейтронов с воздухом и захватом тепловых нейтронов в воздухе с длительностью импульса на полувысоте 8÷12 мкс и 50÷60 мс соответственно. При наземном ТЯВ и ЯВ мощности поглощенной дозы в моменты времени 100÷200 мкс на три порядка выше, чем пря воздушном взрыве. Время накопления поглощенной дозы вторичного гамма-излучения зависит от исходного спектра нейтронов, высоты взрыва и расстояния до центра взрыва. На рис. 1.6. и 1,7. приведено накопление дозы во времени по данным рис. 1.4 и 1.5. соответственно.
Рис. 1.6. Накопление поглощенной дозы вторичного гамма-излучения после взрыва НБ, по данным рис.1.4, Дγмакс1а = 165 рад, Дγмакс2а = 797 рад. Рис. 1.7. Накопление поглощенной дозы вторичного гамма-излучения после взрыва НБ, по данным рис.1.5, Дγмакс1а = 2,4∙104 рад, Дγмакс2а = 1,57∙104 рад.
При ядерном взрыве в однородной атмосфере и у поверхности земли ~30 % дозы накапливается за время порядка 10-5 с и 3,5∙10-4с, соответственно. При повышенном выходе нейтронов с энергией Ен = 12,2÷15 МэВ время накопления дозы уменьшается до 2,5∙10-6 c и 1,6∙10-5 с соответственно (приблизительно в 4÷20 раз). Зависимость поглощенной дозы вторичного гамма-излучения от расстояния до центра взрыва, типа и вида взрыва приведена на рис. 1.8 и 1,9 [26]. Из приведенных на рисунках данных видно, что поглощенная доза для воздушных и наземных термоядерных взрывов на расстояниях порядка 100 м от центра взрыва практически одинакова и уменьшается с уменьшением высоты взрыва и расстояния до его центра в 2,3 раза. При ядерном наземном и воздушном взрыве дозы на расстояния ~ 850 м приблизительно равна. На расстояниях менее 890 м доза при наземном взрыве увеличивается до 35 раз и уменьшается на расстоянии более 650 м до 2 раз по сравнения с наземным взрывом. Дозы при термоядерном взрыве значительно выше, чем при ядерном взрыве (от 2,5÷4 до 2,5÷6 раз на расстояниях от центра взрыва от 200 до 1400 м). Вклад различных компонентов во вторичное гамма-излучение приведен на рис. 1.10 и 1.11, а также в таблице 12 [26].
Рис. 1.8. Удельная поглощенная доза нейтронов (а) и вторичного гамма-излучения (б) при Ен = 12,2 ÷ 15 МэВ. Детектор на высоте Н = 1 м – однородная атмосфера -∙- высота источника Н = 343 м; --- высота источника Н = 15 м Рис. 1.9. Удельная поглощенная доза нейтронов (а) и вторичного гамма-излучения (б) cо спектром деления. Детектор на высоте Н = 1 м – однородная атмосфера -∙- высота источника Н = 343 м; --- высота источника Н = 15 м
Из приведенных данных видно, что основной вклад в поглощенную дозу вторичного гамма-излучения вносят процессы неупругого соударения и захвата быстрых нейтронов.
Следует отметить, что по данным [27] на расстояниях менее 500 м основной вклад в суммарную дозу гамма-излучения в течение первой секунды вносит гамма-излучение деления и только на расстоянии ~1200 м доза гамма-излучения при делении тяжелых ядер и захватного гамма-излучения ядерного взрыва сравниваются, причем основной вклад в экспозицион¬ную дозу вносит мгновенное гамма-излучение деления. Вклад вторичного гамма-излучения в общую дозу гамма-излучения при термоядерном взрыве увеличивается существенно. Он в основном определяется гамма-излучением, возникающим при неупругих соударениях нейтронов.
Таблица 1.2
Вклад различных компонентов в процентах в дозу вторичного гамма-излучения при взрыве на высоте 15 м [26].
Расстояние, м Вклад нейтронов, взаимодейст
Вующих с воздухом Вклад нейтронов, взаимодействующих
с грунтом
Быстрые
нейтроны Промежуточные
нейтроны Тепловые
нейтроны Суммарный
выход Быстрые
нейтроны
Источник нейтронов, с энергией Ен = 12,5 ÷ 15 МэВ
50 54,0 1,0 0,5 55,5 40,0
200 79,0 1,8 1,1 81,9 11,4
400 81,4 2,1 2,0 85,2 7,0
800 82,5 1,7 3,0 87,5 5,0
1200 83,8 1,5 3,7 89,0 4,0
Источник нейтронов со спектром деления
50 1,5 1,5 6,0 9.0 9,0
200 1,7 4,0 12,3 18,0 4,0
400 1,9 9,3 22,0 33,2 2,6
800 2,1 18,0 36,0 56,1 1,6
1200 2,1 22,0 49,0 73,1 1.1
Рис. 1.10. Вклад различных компонентов в поглощенную дозу вторичного гамма-излучения, создаваемого нейтронами с Ен = 12,2 ÷15 МэВ и спектром деления (операция BREN). а) – захват промежуточных нейтронов; б) – захват тепловых нейтронов; в) – неупругие соударения быстрых нейтронов и их захват
Поглощённая доза и мощность поглощённой дозы в
тканеэквивалентной среде, создаваемая быстрыми нейтронами.
При распространении нейтронов в воздушной среде первоначальный спектр нейтронов (спектр мгновенных нейтронов, выходящих из боеприпаса) изменяется. Спектр нейтронов при взрыве ядерного боеприпаса обсуждался выше. Там же указывалось, что при взрыве термоядерного боеприпаса возникает большое количество нейтронов с энергией 14 МэВ. Эти нейтроны взаимодействуют с конструктивными элементами боеприпаса и непрореагировавшим ядерным горючим. На тяжелых ядрах конструктивных элементов боеприпаса может идти реакция неупругого рассеяния нейтронов, в результате которой образуются нейтроны с наиболее вероятней энергией около 4 МэВ [33, 35].
Соотношение между различными группами нейтронов может значительно изменяться в зависимости от доли мощности в энергетическом балансе взрыва, приходящейся на деление и на термоядерные реакции, а также конструкции боеприпаса.
В исследованиях начала 60-х годов, посвященных проблеме распространения нейтронов термоядерного взрыва в атмосфере [34], американские специалисты анализировали характеристики пространственного распределения моэнергетических нейтронов с начальной энергией 14 и 4 МэВ. В более поздних работах [34] спектр нейтронов источника принимался состоящим из 83 % нейтронов деления с энергией выше 0,4 МэВ и 17 % - из нейтронов, равномерно распределенных в интервале от 12 до 16 МэВ. В работе [35] энергетическое распределение выходящих из зоны термоядерного взрыва нейтронов представлено на рис. 1.11. Такой спектр считается типичным для взрыва термоядерного взрыва среднего калибра. Групповой спектр может быть представлен в виде: (0,03 ÷ 1 кэВ) - 8,3 %; (1 ÷ 10 кэВ) - 34,2 %;(10 ÷ 100 кэВ) - 9,3 %; (0,1 ÷ 0,75 МэВ) - 17,2 %; (0,75 ÷ 1,2 МэВ) - 3,9 %; (1,2 ÷ 2,25 МэВ) - 8,8 %; (2,5 ÷ 4 МэВ) - 4,3 %; (4 ÷ 6 МэВ) - 3,4 %; (6 ÷ 8 МэВ) - 2,3 %; (8 ÷ 10 МэВ) - 1,7 %; (10 ÷ 12 МэВ) - 1,2 %; (12 ÷ 14 МэВ) - 5,4 % от полного потока нейтронов, покидающих зону взрыва.
Пространственное распространение потока и дозы нейтронов для различных точечных изотропных источников в однородной атмосфере по данным работы [35] приведено на рис. 1.12. На рисунке также приведены экспериментальные данные, полученные в результате операции НЕNRЕ (ускоритель на реакции T (d,n) Не4 c полным выходом нейтронов из мишени на уровне 1013 нейтр./с на 900-метровой вышке). Согласие экспериментальных и расчетных данных хорошее.
Энергетическое распределение нейтронов зависит от расстояния до центра взрыва. На рис. 1.13 приведено энергетическое распределение нейтронов изотропных источников с начальной энергией 4 МэВ и 14 МэВ в однородной атмосфере на различных расстояниях. На рис. 1.14 приведены энергетические распределения нейтронов термоядерного взрыва с начальный спектром, состоящим из нейтронов деления (83 %) и нейтронов, равномерно распределенных в интервале энергий 12÷16 МэВ. Как видно из этого рисунка, с увеличением расстояния до центра термоядерного взрыва наблюдается существеннее смягчение спектра в области Ен > 8 МэВ. Ниже 8 МэВ интегральный спектр быстрых нейтронов деформируется слабо. В области медленных к промежуточных нейтронов (Ен ~10-4 ÷ 0,5 МэВ) спектральная плотность нейтронов подчиняется закону 1/Енm где показатель m либо равен единице, либо меньше единицы, а изменение его значения от центра взрыва весьма незначительно.
Результаты расчета и эксперименты в операции НЕNRЕ показывает, что спектр нейтронов от источника с начальной энергией 14 МэВ существенно меньше (жестче) спектра ядерного взрыва (см. таб. 1.3).
Рис. 1.11. Энергетическое распределение нейтронов, возникающих при взрыве термоядерного боеприпаса среднего калибра. Рис. 1.12. Пространственное распределение нейтронов точечного изотропного источника в однородной атмосфере. – источник нейтронов деления ; - источник нейтронов c начальной энергией 14 МэВ;--- источник нейтронов со спектром, моделирующим термоядерный взрыв.
Рис. 1.13. Спектры нейтронов точечных изотропных источников с начальной энергией 4МэВ (---) и 14 МэВ (---) в однородной атмосфере Рис. 1.14. Спектры нейтронов термоядерного взрыва в однородной атмосфере на различных расстояниях от точки взрыва.
Таблица 1.3.
Спектр нейтронов ядерного взрыва на расстоянии более 150 м и нейтронов источника 14 МэВ на расстоянии 770 м [35]
Диапазон энергии, МэВ Ядерный
взрыв (эксперимент) Источник 14 МэВ (расчёт)
0,001-0,75 59,2 28,0
0,75-1,2 54,7 38,7
1,2-2,5 10,7 12,6
более 2,5 5,4 20,5
Рис. 1.15. Энергетическое распределение нейтронов термоядерного взрыва в различных угловых интервалах относительно нормали к плоскости, обращенной в сторону взрыва. Расстояние до центра взрыва - 900 м; высота взрыва – 100 м. Рис. 1.16. Энергетическое распределение нейтронов на расстоянии 900 м от источника нейтронов с Ен = 12,2 15 МэВ. Расчет по методу Монте – Карло
Рис. 1.17. Зависимость удельного потока тепловых нейтронов от расстояния до центра взрыва боеприпаса с Ен = 12,2 15 МэВ (3, 4) и со спектром деления (1, 2). 1, 3 – высота Н = 15 м;2 , 4 – однородная атмосфера. Рис. 1.18. Зависимость отношения Дн/Птн отрасстояния до центра взрыва боеприпаса с Ен = 12,2 15 МэВ (3, 4) и со спектром деления (1, 2). 1, 3 – высота Н = 15 м; 2, 4 – однородная атмосфера.
Рис. 1.19. Временная зависимость удельной мощности поглощенной дозы, создаваемой нейтронами с Ен = 12,2 ÷ 15 МэВ на расстоянии 900 м от источника.1 - однородная атмосфера; 2 – у поверхности раздела воздух-земля; высота источника Ни = 15 м. Рис. 1.20. Временная зависимость удельной мощности поглощенной дозы, создаваемой нейтронами спектра деления на расстоянии 900 м от источника.1 - однородная атмосфера; 2 – у поверхности раздела воздух-земля; высота источника Ни = 15 м.
Рис. 1.21. Накопление поглощенной дозы нейтронов в ткани после взрыва боеприпаса со спектром деления (1, 2) и с Ен = 12,2 ÷ 15 МэВ (3, 4) на расстоянии 900 м по данным рис.19 и 20. 1, 3 – высота взрыва Н = 15 м; 2, 4 – однородная атмосфера.
Динамическое равновесие по энергетическому спектру. приведенному на рис. 1.11, и угловому распределению нейтронов достигается на на расстоянии R ˃ 3JJ м [35].
Пример энергетического и углового распределения приведен на рис. 1.15. и рис.1.16.
Зависимость поглощенной дозы нейтронов в ткани с энергией 12,2 ÷ 15 МэВ и спектром деления от расстояния до центра источника нейтронов приведена на рис. 1.8. и 1.9. Из приведенных данных видно, что поглощенная доза на расстояниях от 200 до 1400 м при воздушном взрыве выше, чем при наземном (от 1,74 ÷ 1,5 до 4 ÷ 5,4 раза больше при термоядерном и ядерном взрывах соответственно). Причем доза, создаваемая нейтронами с Е = 12,2 ÷ 15 МэВ на близких расстояниях, до 13,6 раз выше дозы нейтронов спектра деления. Из приведенных на рис. 1.8 и 1.9 данных также видно, что от 6,0 ÷ 5,0 до 1,6 ÷ 2 раз и от 11 ÷ 12,6 до 2,9 ÷ 8,5 поглощенная доза в ткани, создаваемая быстрыми нейтронами термоядерного и ядерного наземного и воздушного взрывов на расстояние 100 ÷ 1200 м, соответственно больше поглощенной дозы, создаваемой вторичным гамма-излучением. На рис. 1.17. приведена зависимость потока тепловых нейтронов от расстояния до центра наземного и воздушного взрывов ядерного и термоядерного боеприпаса [26]. По данным, приведенным на рис. 1.8, 1.10. и 1.17, была рассчитана зависимость отношения поглощенной дозы нейтронов к потоку тепловых нейтронов с Ен = 0,025 эВ. Эта зависимость приведена на рис. 1.18. Из приведенных на рисунке данных видно, что в зависимости от расстояния до центра взрыва высота взрыва и спектра выходящих нейтронов это отношение изменяется от 1,6 до 61 раза, на расстояниях от 100 до 1200 м.
Только для наземного взрыва ядерного боеприпаса на расстояниях более 300 м от центра взрыва это отношение постоянно. Если поверхность земли (грунт ) будет изменяться по составу или взрыв будет происходить над водной поверхностью, то это отношение также сильно будет изменяться (до 3 ÷ 6 раз).на расстояниях более 300 м даже для наземного (надводного) ядерного взрыва. Временная зависимость мощности поглощенной дозы нейтронов в ткане в сильной степени зависит от высоты взрыва и исходного спектра нейтронов. Это видно из рис. 1.19 и рис. 1.20, на которых представлена временная зависимостъ поглощенной дозы нейтронов в ткани на расстоянии. 900 м от центра наземного и воздушного термоядерного и ядерного взрывов у поверхности земли [26]. Максимальная мощность поглощенной дозы при воздушном взрыве выше, причем при термоядерном взрыве (ТЯВ) она в 5,6 раза больше, чем при ядерном взрыве (ЯВ). При термоядерном и ядерном взрывах отношение мощностей поглощенных доз (МПД) в однородной атмосфере и на высоте 15 м от поверхности на расстоянии 900 м составляет 1,7 и 2,4 раз. МПД при воздушном термоядерном взрыве в 6 раз выше, чем при наземном ядерном взрыве. Отличаются также длительности импульса МПД. Так, при наземном и воздушном ТЯВ длительность импульса и МПД на уровне половины высоты составляет ~7 и 20 мкс соответственно, а при ЯВ - ~ 60 и 120 мкс соответственно. Эффективная длительность импульса МПД tиэфф = Дн/Pнмакс на расстоянии 900 м при наземном и воздушном ТЯВ составляет – 22 и 36 мкс соответственно, а при ЯВ - 68 и 120 мкс соответственно. Длительность фронта импульса МПД при ТЯВ значительно меньше длительности фронта импульса МПД при ЯВ. Время накопления поглощенной дозы быстрых нейтронов в ткани
зависит от исходного спектра нейтронов, высоты взрыва и расстояния до центра взрыва.
На рис. 1.21 приведено накопление поглощенной дозы в ткани на расстоянии 900 м от центра взрыва при различных исходных спектрах и высотах взрыва. Из приведенных на этом рисунке данных видно, что на расстоянии 900 м от центра взрыва около 40 ÷ 60 % суммарной поглощенной дозы накапливается за время ~ 30 мкс взрывах соответственно, причем время набора дозы при наземном взрыве в 2 ÷ 3 раза быстрее. Время накопления дозы на более близких расстояниях уменьшается пропорционально уменьшению расстояния до центра взрыва. Так, на расстояниях 100 ÷ 200 м от центра взрыва это время может составлять от 1 ÷ 2,5 до 2 ÷ 5 мкс при наземных и воздушных взрывах.
В работе [26] показано, что при наземных взрывах (ТЯВ и ЯВ) на расстояниях 150, 300, 600, 900 и 1200 м в первом приближении (с разбросом ± 3 раза) формы импульсов мощности поглощенной дозы нейтронов и вторичного гамма-излучения подобны, при их представлении в виде зависимости- Рнγ(4∙π∙R2) = f(t/tпр), где tпр - минимальное время, необходимое для прихода из центра взрыва гамма-квантов и быстрых нейтронов в рассматриваемую точку (детектор). Сравнение приведенных в [26] нормализованных таким образом импульсов излучений для ТЯВ и ЯВ указывает на существенную зависимость формы импульсов от исходного спектра источника нейтронов (взрыва).
При высотном взрыве экспозиционная и поглощенная доза, создаваемая гамма-нейтронным излучением взрыва, определяется в основном исходными параметрами боеприпаса и расстоянием до центра взрыва.
Суммарная поглощенная доза в этом случае с учетом принятой модели НБ определяется выражением:
D∑ = 3,36∙1016∙R-2∙Wя + 8∙10-6∙R-2∙Nн (Ен=14 МэВ)∙Кн∙R-2, (1.5)
где
Wя = 4,6∙1022/1,9∙1023 = 0,242 кт - мощность термоядерного запала,
Nн (Ен=14 МэВ) = 1∙1024- выход нейтронов с энергией Ен=14 МэВ;
Кн = 7,8∙10-9 рад/нейтр. - удельная поглощенная доза, создаваемая нейтронами с энергией 14 МэВ.
Подставляя в выражение (5) значения Wя, Nн, Кн, получим
D∑ = 6,23∙1010∙R-2. (1,6)
Для оценки мощности поглощенной дозы в ткани примем D∑ = 5∙103 рад. В этом случае R = 3,53 км. Примем, что нейтроны равномерно распределены в интервале Ен = 13,9 ÷ 14,2 МэВ. В этом случае длительность импульса определяется выражением:
tи14 = 10-6/13,8∙(Ен1-0,5 - Ен2-0,5) = 2,065∙10-10∙R, c (1.7)
где
Ен1 = 14,2 МэВ; Ен2 = 13,9 MэВ.
Используя выражение (1.6) и (1.7) из соотношения Рн = D∑/tи14 получим, что максимальная мощность поглощенной дозы, создаваемой нейтронами, будет равна 6,9∙109 рад/с, а длительность импульса tи14 = 7,3∙10-9 с, причем поглощенной дозой, создаваемой мгновенным гамма-излучением, можно пренебречь (вклад её не превышает 0,4 % от суммарной дозы).
При уменьшении выхода нейтронов с Ен = 14 МэВ суммарная доза Д∑ = 5000 рад будет получаться при мощностях поглощенной дозы более 6,9.109 рад/с, а длительность импульса уменьшается. С учетом данных [27], приведенных выше, такая суммарная доза будет получена на расстояниях 1050 и 850 м при мощности поглощенной дозы нейтронов (1,0 ÷ 2,5)∙108 рад/с при воздушном и наземном взрывах НБ соответственно.
При взрыве ядерного боеприпаса сверхмалой мощности типа «Деви Крокет», мощностью W =20 т поглощенная доза нейтронов 5000 рад создается на расстоянии ~150 ÷ 170 м при мощности поглощенной дозы быстрых нейтронов около (3,8 ÷ 2,4)∙108, рад/с при наземном и воздушном взрывах соответственно, причем 10 % суммарной поглощенней дозы при наземном взрыве создается мгновенным гамма-излучением с мощностью дозы 1,8∙1010 рад/с. Такой же вклад вносит вторичное гамма-излучение за счет неупругих соударений быстрых нейтронов, но при мощности дозы 5∙106 рад/с. Расчетные значения характеристик поглощенной дозы нейтронов при различных взрывах для Дн = 452 ÷ 605 рад прнведены в табл. 1.4. Мощность поглощенной дозы РН(R) и эффективная длительность импульса tиэфф (R) при других значениях Дн(R) может быть определена из соотношений:
Рнмакс(R) = Рнмакс(900)∙(900/ R)3∙Dн(R)∙ Dн(900)-1, рад/с (1.8)
tиэфф (R) = Dн(R)/ Рнмакс(R), (1.9)
где
Рнмакс(900) - максимальная мощность поглощенной дозы нейтронов при заданном выходе нейтронов из боеприпаса, приведенная на рис.1.19 и 1.20. ; R - расстояние от центра взрыва;
Dн(R), Dн(900)/ - удельная доза на 1 нейтрон, выходящий из боеприпаса на расстоянии R и R =900 м, полученная по данным рис.1.8 и 1.9
Следует отметить, что разработанный в конце 60-тодов американский тактический прямопоказывающий карманный дозиметр [37] регистрирует дозу смешанного гамма-нейтронного излучения ядерного взрыва с характеристиками, аналогичными данным таблицы 1.4 при Дм = 452÷605 рад.на расстоянии R > 300 м [35].
Таблица 1.4
Характеристики поглощенной дозы нейтронов при различных взрывах.
Тип боеприпаса
и вид взрыва Расстояние от центра
взрыва, R, м Мощность поглощенной дозы
нейтронов, Pнмакс, рад/с Поглощенная доза
нейтронов, Дн, рад Эффективная длительность
импульса, tиэфф, мкс
1. Высотный взрыв НБ 3530
11160
35300 6,9∙109
2,2∙108
6,8∙106 5000
500
50 0,73
2,3
7,3
2. Воздушный взрыв НБ 1050
1600 8,6∙106
2,5∙106 566
180(53,7%Д∑) 67
70
3. Наземный взрыв НБ 850
1250
1600 2,55∙108
1,2∙107
6,4∙105 4958
452
30,6(45,5%Д∑) 19
38
47,8
4. Воздушный взрыв боеприпаса «Деви Крокет» 167
400
600 2,4∙108
1,24∙107
2,5∙106 4882
695
151(79%Д∑) 20
49
60,4
5. Наземный взрыв боеприпаса «Деви Крокет» 150
325
600 3,76∙108
1,9∙107
1,1∙106 4700
515
48,7(84%Д∑) 12,5
27
44,3
Примечание. Вклад в поглощенную дозу нейтронов с Ен = 13,9 – 14,2 МэВ при воздушном взрыве НБ на расстояниях R = 1050 и 1500 м составляет 5,1 и 1% при мощности поглощенной дозы 1,1∙109 рад/c и 1,8∙107 рад/c соответственно.
1.1.2. Плотность ионизации воздуха, создаваемая быстрыми нейтронами.
Плотность ионизации воздуха, создаваемая быстрыми нейтронами, в основном определяется процессами упругого рассеяния и реакциями с вылетом заряженных частиц.
При упругом рассеянии энергия, передаваемая нейт¬роном ядру отдачи, определяется соотношением:
Еяо = 2∙mн∙МА∙( mн + МА)-2∙Ен∙[1.-.µн(Ен)],….. (1.10)
где
МА - масса ядра отдачи;
mн - масса нейтрона;
Ен - энергия нейтронов;
µн(Ен) - косинус угла упругого рассеяния.
Наиболее быстрое ядро отдачи вылетает вперед в направлении падающего нейтрона.
Для ядра отдачи азота и кислорода при энергиях нейтрона от 0,025 эВ до 10,5 МэВ µн изменяется от 0,05 до 0,35 [41].
Если принять, что средняя энергия ядра отдачи
Еяо = 2МА∙mн∙Ен∙( МА + mн)-2, (1.11)
то средний угол вылета ядра отдачи составляет величину порядка 45° по отношению к направлению падающего нейтрона.
Сечение упругого рассеяния для нейтронов с энергией от 0,025 эВ до 14 МэВ изменяется в воздухе от нескольких единиц до единицы барн.
Доля энергии, передаваемая нейтронами ядра отдачи при упругом рассеянии, достаточна для ионизации возду¬ха, когда энергия налетающего нейтрона Ен превышает некоторый порог. По модели Кинчина и Пиза [60] и Зейтца [61] ядра отдачи теряют энергию на ионизацию воздуха нормальной плотности до тех пор, пока его кинетическая энергия в воздухе не постигнет граничного значения Еяогр= 107 эВ. Однако по [38] для кислорода и азота пороговая энергия составляет 2,2 и 2 МэВ соот¬ветственно. Учитывая это при работах, выделим два слу¬чая потери энергии при ионизации нейтронами с энергией выше 1 кэВ и 1 ÷ 2 МэВ
При облучении моноэнергетическим пучком нейтронов энергия, передаваемая в виде энергии ядер отдачи, определяется выражением:
Qвозд = П∙∑Eн∙Ni∙σеli∙2∙Mi∙mн∙(Mi + mн)-2∙[1 - μ(Eн)],
где
П.-поток нейтронов, нейтр./cм2
Ni∙- число атомов в см3;
σеli - сечение упругого рассеяния для i – компоненты воздуха, см2.
Для расчетов рассмотрим распространение нейтронов в воздухе нормальной плотности, состоящим из азота 7N14 -79 % и кислорода 8О16 - 21 %.
В случае воздействия на воздух потока нейтронов, имеющего непрерывный спектр, выражение для энергии, передаваемой ядрам отдачи воздуха определяется выражением:
Qвозд = ∑Ni∙∫Eн=1кэв∞{2∙Mi∙mн∙(Mi + mн)-2∙[1-μ(Eн)]} σеli∙φн∙(Eн)∙dE. (1.12)
Как правило, энергетический спектр нейтронов φн∙(Eн)∙для источников представляют в виде долей нейтронов от полного потока для различных энергетических групп Енк. В этом случае выражение (1.12); заменим суммой:
Qвозд = ∑Ni∙∑2∙Mi∙mн∙(Mi + mн)-2∙[1 - μ(Eнк)]} σеlк∙φн∙(Eнк)∙∆к. (1.13)
Для оценки степени равновесия нейтронов с ядрами отдачи необходимо знание их длины пробега. При соударениях нейтронов с энергией до 14 МэВ с ядрами азота и кислорода воздуха ядра отдачи будут иметь максимальную энергию 3,5 и 3,08 МэВ соответственно.
Определенная согласно [38, 39] длина пробега ядер отдачи азота и кислорода при Eн =14 МэВ составляет величину, меньшую 0,33 см. Поэтому можно считать, что при нормальном атмосферном давлении воздуха ядра отдачи будут находиться в равновесии с нейтронами. В этом случае для оценки ионизации воздуха за счет упругого рассеяния можно использовать выражение ( 1.12 ) или (1.13 ).
При расчете учитывались следующие реакции:
0n1 + 7N14 →6C14 +1p1 + E, (a)
0n1 + 7N14 →6В11 +2α4 + E - Еγ, (б)
0n1 + 8O16 →7N16 +1p1 + E, (с)
0n1 + 8O16 →6C13 +1 α4 + E, (д)
Для реакции (б) приводится несколько значений энергии реакции E, так как ядро - продукт образуется не только в основном, но и в возбужденном состоянии, в результате чего высвечиваются гамма-кванты с энергиями Еγ = 2,14; 4,46 и 5,05 МэВ [32, 36].
Энергия заряженных частиц зависит от угла вылета θ относительно направления бомбардирующего нейтрона.
В табл. 1,5 приведены расчетные значения энергии заряженных частиц для реакции (а)÷(д) при Ен =1,7 и 14 МэВ.
Таблица 1.5
Зависимость энергии заряженных частиц от угла вылета θ и энергии нейтронов Ен
Реакции Ен = 1,7 МэВ Ен = 14 МэВ
θ = 0 θ = 90º θ = 180º θ = 0 θ = 90º θ = 180º
(a) 1,8 2,8 2,3 11,0 12,622 14,6
(б) 0,8 0,96 1,2 8,6 9,15 9,9
(с) - - - 6,3 7,45 8,75
(д) - - - 6,0 8,17 11,1
Из данных, приведенных в табл., видно, что при больших энергиях нейтронов (более 2 ÷ 4 МэВ) энергия заряженных частиц для углов θ = 0 и 180° незначительно отличается от Еα,р(90º). Учитывая это в дальнейших расчетах, энергия заряженных частиц принята независимой от угла вылета и равной Еα,р(90º).
Энергия, передаваемая протонами и альфа-частицами при их соударениях с молекулами воздуха, определялась с помощью выражения:
Евозд.α,р = П∙∑σiα,р∙Ni∙Еiα,р , (1.14).
где
σiα,р - сечение реакций (а)-(д);
Еα,р - энергия протона или альфа-частицы, определенная из выражения [42].
В результате реакций нейтронов с энергией до 14 МэВ с вылетом заряженных частиц образуются протоны и альфа-час¬тицы с энергией до 12,7 и 9,2 МэВ соответственно (см, табл. 1.3 и 1.4), имеющие длины пробега 175 см и 92 см [39]. В этом случае равновесие между нейтронами и заряженными частицами будет устанавливаться в значительно больших объемах по сравнению с ядрами отдачи. Однако для открытых объемов, рассматриваемых при ядерном взрыве, практически можно счи¬тать поглощение энергии локальным. Для закрытых объемов с характерными размерами, меньше длины пробега заряженных час¬тиц, необходимо вводить поправки, которые снизят потери энергии в рассматриваемом объеме.
Связь между величиной поглощенной энергии и ионизаци¬онным эффектом, обусловленным отдельными актами взаимодействия нейтронов с атомами азота и кислорода воздуха при постоянстве интенсивности нейтронного пучка, пересекающего газо¬вый объем, определим из выражения:
Евозд.у = W возд∙ J возд, (1.15)
где
Wвозд - средняя энергия, необходимая для образования в воздухе одной пары ионов;
J возд - число пар ионов в единице объема воздуха.
Экспериментальных данных о величине Wвозд, для ядер отдачи мало и они противоречивы. Так как тяжелые ядра отдачи кислорода и азота получают лишь незначительную долю энер¬гии нейтронов, то значение W для воздуха возьмем равным 38,0 эВ, которое характерно для медленных альфа-частиц в воздухе (Еα ≈ 1÷2 МэВ) [40, 119-112].
Энергия протонов Ер и альфа-частиц Еα, получаемых при взаимодействии нейтронов с ядрами азота (7N14) и кислорода (8О16), зависит в первую очередь от энергии реакции Е и кинетической энергии бомбардирующих нейтронов.
Эта энергия определяется, исходя из вида ядерной реакции, с использованием законов сохранения энергии и импульса [42] c использованием выражения:
Евозд = (1+ Мα,р∙ mяо-1)∙ Еα,р- (1- mн∙mяо-1)∙Ен
-2∙mяо-1∙(mн∙mяо-1∙Еα,р∙Ен∙соs θ)0,5, (1.16).
где
Мα,р, Еα,р, mяо - масса и энергия альфа-частицы или протона и масса ядра продукта.
Расчетная величина Евозд принята равной 0,594; 0,233; 5,2 и 2,27 для реакций (а)÷(д) соответственно.
Выражение (1.15) записано для потока моноэнергетических нейтронов.
Для источника, имеющего непрерывный или групповой спектр, выражение запишем в виде:
Евозд α,р = ∙ σi,α,р∙Еi,α,р∙φн(Ен)∙dE, (1.17).
или
Евозд α,р = ∙ σiα,р∙Еα,р,k∙∆k,
где
Еα,р,k, - средняя энергия протона или альфа-частицы в к- той группе.
Средняя энергия Еα,р,k определялась для используемого группового спектра с помощью выражения (1.8), в котором вместо Eн взята средняя энергия в группе Eнк Результаты расчета приведены в табл. 1.4. В табл. 1.4 также приведены средние энергии ядер отдачи Еяоα,р, и суммарная энергия ядра отдачи, энергии протона и альфа- частицы. Для реакций (n,α1), (n,α2) и (n,α3) на азоте и кислороде (n,α) Еα,р приведены с учетом вылета гамма-кванта с энергией Еγ = 2,14; 4,46; 5,03 МэВ и Еγ = 3,7 МэВ соответственно.
Групповые сечения σα,р,k были получены по данным [32,36] с помощью выражения:
σα,р,k = σ(E)∙dE/ dE
≈ [σj(Ej)+σj-1(Ej-1)]∙(Ej- Ej-1)]∙[ (Ej- Ej-1]-1, (1.19)
где
σj(Ej) - сечение реакции (n, р) или (n,α) при энергии Ej.
Групповые значения сечения упругого рассеяния в азоте и кислороде, средние косинусы углов упругого рассеяния и групповые сечения реакций с вылетом заряженных частиц для используемого раcпределения нейтронов по энергетическим группам вычислены по данным [32, 36, 41] и приведены в табл. 1.6.Таблица 1.6
Энергия заряженных частиц в результате реакций нейтронов (n, p) и (n,α) с ядрами азота и кислорода.
Энергия
нейтронов, Eн, МэВ 0÷0,1 0,1÷0,5 0,5÷1,0 1,0÷2,0 2,0÷4,0 4,0÷10,0 10,0÷14,0 13,9÷14,2
Средняя энергия
нейтронов в группах, Eнк, МэВ
0,05
0,3
0,75
1,5
3
7
12
14,05
1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11
Азот
14N7
(n,p) Ep 0,565 0,782 1,172 1,822 3,122 6,582 10,922 12,73
Epяо 0,079 0,112 0,172 0,279 0,472 1,012 1,672 1,914
Ep∑ 0,644 0,894 1,344 2,094 3,594 7,594 12,594 14,644
(n,α0) Eα0 - 0,027 0,375 0,815 1,795 4,420 7,690 9,19
E α0яо - 0,043 0,145 0,455 0,975 2,350 4,080 4,627
E α0∑ - 0,070 0,520 1,270 2,770 6,770 11,770 13,812
(n,α1) Eα1 - - - - - 2,280 5,550 7,050
Eα1яо - - - - - 2,410 4,140 4,627
Eα1∑ - - - - - 4,690 9,690 11,677
(n,α2) Eα2 - - - - - 0,27+ 3,23 4,72
Eα2яо - - - - - 2,470+ 4,140 4,637
Eα2∑ - - - - - 2,740+ 7,370 9,357
(n,α3) Eα3 - - - - - 0,030++ 2,040 4,16
Eα3яо - - - - - 3,630++ 4,740 4,394
Eα3∑ - - - - - 3,660++ 6,780 8,554
Кислород
16О8
(n,p) Ep - - - - - - 5,700 7,500
Epяо - - - - - - 1,100 1,35
Ep∑ - - - - - - 6,800 8,85
(n,α) Eα - - - - 0,340+++ 3,210 6,730 8,19
E αяо - - - - 1,190 1,520 3,000 3.50
E α∑ - - - - 1,530 4,730 9,730 11,78
Примечание: + Ен = (6 ÷ 8,75) МэВ; ++Ен = (7 ÷ 8,75) МэВ; +++Ен = (3,6÷4) МэВ.
Таблица 1.7
Групповые сечения реакции упругого рассеяния, (n,р) и (n, α)
Группа
нейтронов,
МэВ Средняя энергия
нейтронов в группе
(Енк), МэВ Азот Кислород
σ0e,
мбарн 1- µ (Енк) σ(n,р),
мбарн σ(n,α0),
мбарн σ(n,α1),
мбарн σ(n,α2),
мбарн σ(n,α3),
мбарн σ0e,
мбарн 1- µ (Енк) σ(n,р),
мбарн σ(n,α),
мбарн
0÷0,1 0,05 4750 0,95 0,56 - - - - 3600 0,96 - -
0,1÷0,05 0,3 3500 0,95 1,3 - - - - 3700 0,96 - -
0,5÷1,0 0,75 2250 0,95 44 - - - - 5600 0,77 - -
1,0÷2,0 1,5 1830 0,80 46 29,6 - - - 4300 0,85 - -
2,0÷4,0 3,0 1450 0,83 48 209 - - - 1840 0,80 - -
4,0÷10,0 7,0 1030 0,7 57 132 22,5 31,6х) 54,2 хх) 1150 0,7 9 70
10,0÷14,0 12,0 900 0,52 52 70 20 40 60 1200 0,52 45,7 86
13,9÷14,2 14,05 900 0,52 52 70 20 40 60 1,25 0,52 48 86
Примечание: х) - Енк = (6 ÷ 8,75) МэВ; хх) - Ен = (7 ÷ 8,75) МэВ.
Результаты расчета удельной ионизации воздуха при упругих соударениях нейтронов приведены на рис. 1.22.
2 5 10-1 2 5 100 2 5 101 2
Э н е р г и я, Ен , МэВ
Рис.1.22 Зависимость от энергий удельной дозы, кермы и интенсивности ионизации, создаваемой в воздухе гамма-квантами (1), нейтронами в ткани (2) и в воздухе (Зя,3р,3α) при упругих и неупругих соударениях с ядрами азота и кислорода
Рассмотрение данных, приведенных на рис. 1.22 показывает, что при Ен = 2 МэВ основной вклад в ионизацию воздуха вносят ядра отдачи, а при Ен = 4 МэВ существен вклад альфа - частиц и протонов. На рисунке приведена также зависимость от энергии удельной кермы в ткани и удельной ионизации гамма-квантов [38]. Из приведенных данных видно, что ионизация в мягкой ткани от 3 до 9 раз выше, чем в воздухе при нор¬мальном атмосферном давлении, а ионизация гамма-квантами - от 1,3 до 3,9 раз выше, чем нейтронами при одинаковых уcловиях.
В работе [43] при определении кермы нейтронов в ткани учитывается только доза первого соударенияs кроме того состав мышечной ткани [43] несколько отличается от формулы для ткани (С5Н40О3N)n, принимаемый в [38]. Вклад процессов упругого рассеяния в удельную керму нейтронов для состава ткани [38] приведен в табл. 1,8. При расчете использовались данные, приведенные в табл. 1.6 и 1.7.
Таблица 1.8
Вклад процессов упругого и неупругого рассеяния в удельную керму нейтронов ткани С5Н40О3N)n при Ен=13,9÷14,2 МэВ.
Процессы
рассеяния Вклад в удельную керму, х1010 рад/нейтр∙см-2
водород кислород углерод азот Суммарный
вклад
1.Упругое рассеяние 89 3,92 5,92 0,61 99,45
2.Неупругое рас сеяние: (n,p) - 1,35 - 0,304 1,654
(n,α0) - 3,23 - 0,38 3,61
(n, α1) - - - 0,093 0,093
(n, α2) - - - 0,147 0,147
(n, α3) - - - 0.204 0.204
3. Суммарный
вклад 89 8,5 5,92 1,738 105,158
Из приведенных данных видно, что основной вклад в керму нейтронов вносит водород (89 %). Учет заряженных частиц (протонов и альфа-частиц) приводит к увеличению кермы нейтронов на 5,5 %.
В воздухе при Ен=13,9÷14,2 МэВ ионизация определяется в основном процессами (n, α3) на азоте, причем суммарный вклад в ионизацию составляет 60,3; 22,2; 17,5 % для процессов (n, α3), (n, р) и упругих соударений.
Сравнение ионизации воздуха нейтронами Ен=13,9÷14,2МэВ и гамма-квантами с Еγ=1,3 МэВ по данным рис.1.22 показывает, что ионизация нейтронами в 3 раза выше (N14=1,97.10-9 Р/нейтр.см2, Nγ = 6,5.10-10 Р/квант.см2). С уменьшением энергии нейтронов это отношение уменьшается. Так, при Ен=1÷2 МэВ основной вклад в ионизацию воздуха вносит процесс упругого рассеяния на ядрах азота, а отношение ионизации воздуха быстрыми нейтронами к ионизации гамма-квантами с энергией 1,3 МэВ уменьшается до 0,52.
Максимальная интенсивность иоизации воздуха быстрыми нейтронами при ядерном взрыае qня(R) и взрыве НБ qнб(R) может быть оценена по данным [27] c помощью выражений:
qня(R) =2,3∙108∙Pн(R), пар ионов /см2∙с (1.20)
qнб(R) = 6∙108∙Pн(R), пар ионов /см2∙с (1.21)
где
Pн(R) - максимальная мощность поглощенной дозы в воздухе, соэдаваемая быстрыми нейтронами, согласно выражения (1.8).
В работе [27] для упрощенной конструкции ядерного боеприпаса приводится следуюшее выражение, определяющее интенсивность ионизации воздуха быстрыми нейтронами:
qня(t) = 4,5∙1017∙W∙exp(-2,08∙104∙t)∙(0,89∙+0,11∙exp(-2,6∙104∙t)∙ exp(-
2,1∙104∙R2)∙[3,04∙109∙exp(1- exp(-2,1∙104∙t)]-1∙[1- exp(-2,1∙104∙t)]-1,5,
пар ионов /см2∙с. (1.22)