«С. С. Ветохин РАДИОХИМИЯ Пособие для студентов специальности 1-54 01 03 Физико-химические методы и приборы контроля качества продукции Минск 2010 УДК 544.58(075.8) ББК 24.13я73 В39 Рассмотрено и рекомендовано к изданию ...»

Некоторое их количество генерируется, например, в атмосфере Земли под действием космических лучей. Первичные космические лучи состоят преимущественно из ядер водорода (протонов) и гелия-4 (альфачастиц), в очень малых количествах присутствуют ядра углерода-12 и железа. Их энергии могут достигать десятков гигаэлектрон-вольт, но наиболее вероятны значения в области десятков мегаэлектрон-вольт, как показано на рис. 13.

Рис. 13. Основные компоненты первичных космических лучей:

D – логарифм дифференциального потока энергии, МэВ/нуклонссм2;

G – логарифм кинетической энергии, МэВ/нуклон Рис. 14. Образование космического ливня протоном высокой энергии По мере прохождения атмосферы первичные лучи преобразуются в потоки электронов, позитронов, мюонов, нейтронов и нейтрино, образуя так называемые космические ливни (рис. 14, 15), которые достаточно легко обнаружить на поверхности Земли. При этом поток исходных протонов уменьшается на 4 порядка, а более тяжелые ядра практически не способны достигать поверхности Земли.

Рис. 15. Развитие широкого атмосферного ливня, инициированного космическим протоном В результате взаимодействия в атмосфере могут образовываться и новые изотопы, которые называют космогенными. Этими постоянно генерируемыми радиоактивными материалами обусловлена значительная доля естественной радиоактивности. К наиболее распространенным относятся реакции с участием азота-14 и вторичных нейтронов, например 14N(n, 3H)12C или 14N(n, p)14C. К основным космогенным изотопам относят 3H, 7Be, 10Be, 14C, 22Na и 36Cl. Некоторые характеристики этих ядер даны в Приложении 2.

Таким образом, большая часть ядер, в том числе и нестабильных, образовалась не на Земле, а в космосе. Пополнение коллекции изотопов также происходит в значительной мере за счет взаимодействия космического ионизирующего излучения с земными материалами.

3.6.3. Углерод 14С В естественных условиях радиоактивный углерод образуется в основном при взаимодействии вторичных нейтронов космического излучения с ядрами азота в верхних слоях атмосферы по реакции N(n, p)14C. Участвуя в обменных процессах вместе со стабильным углеродом, 14С проникает во все органы, ткани и молекулярные структуры живых организмов.

Воздействие радиоактивного углерода на ДНК и РНК биологических объектов связано с действием бета-частиц и ядер отдачи азота, возникающих в результате распада по схеме 14С 14N. Число вызываемых этим процессом трансмутаций в организме человека за год оценивается числом 4·109.

Природный углерод – это смесь двух стабильных изотопов:

С (98,892%) и 13С (1,108%). Из четырех радиоактивных изотопов (10С, 11С, 14С и 15С) только долгоживущий углерод-14 (период полураспада 5730 лет) представляет практический интерес, поскольку участвует в круговороте углерода биосферы. Этот чистый низкоэнергетический бета-излучатель с максимальной энергией частиц 156 кэВ относится к числу глобальных радионуклидов.

Средняя интенсивность образования этого нуклида в атмосфере равна 2,28 атом/с на 1 см2 земной поверхности, что составляет 9,7·1023 атом/сут. По массе это примерно 22,5 г/сут, а по активности – около 2,8 ТБк/сут или 1 ПБк/год. Среднее содержание природного нуклида в атмосфере и биосфере остается постоянным: 227 ± 1 Бк/кг углерода.

Из основных физических свойств углерода укажем его атомный номер 6, атомную массу 12,011 а. е. м. (природная смесь нуклидов), малый радиус атома, составляющий 91 пм, а иона (+4e) – только 16 пм. Одним из его уникальных физических свойств является высокая температура плавления – 3820 K. При обычных условиях кристаллическая решетка углерода имеет две модификации: графит и алмаз.

Кроме того, углерод образует многоатомные наноразмерные структуры, такие как фулерены и нанотрубки.

Содержание углерода в земной коре составляет 0,1% по массе.

Свободный углерод находится в виде алмаза и графита. Основная масса углерода содержится в виде природных карбонатов, горючих ископаемых – антрацит (94–97% С), бурые угли (64–80% С), каменные угли (76–95% С), горючие сланцы (56–78% С), нефть (82–87% С), горючие природные газы (до 99% метана), торф (53–56% С), а также битумы и др. В атмосфере и гидросфере углерод находится в виде СО2: в воздухе 0,046% СО2 по массе, в воде в 60 раз больше. Углерод входит в состав растений и животных (18%). Кругооборот углерода в природе включает биологический цикл, выделение СО2 в атмосферу при сгорании топлива, из вулканических газов, горячих минеральных источников, из поверхностных слоев океанических вод и др. Биологический цикл состоит в том, что углерод в виде СО2 поглощается из атмосферы растениями. Затем он вновь возвращается в геосферу: с растениями углерод попадает в организм животных и человека, а затем при гниении животных и растительных материалов – в почву и в виде СО2 – в атмосферу.

3.6.4. Тритий Тритий (от греч. tritos – третий) – радиоактивный изотоп водорода с двумя нейтронами и протоном в ядре при атомной массе 3,0160492 а. е. м. Образуется в ядерных реакциях, в том числе в природе – в верхних слоях атмосферы при соударении частиц космического излучения с ядрами атомов, например азота. В результате бетараспада превращается в 3Не:

Средняя энергия испускаемых электронов составляет только 6,5 кэВ, максимальная – 18,61 кэВ, что делает трудной их регистрацию из-за высокого поглощения в материалах, окружающих детектор, и низкой точности определения энергии наблюдаемого бетаизлучения.

Количество космогенного трития в природе невелико – всего 3,0– 3,5 кг. Однако его равновесная активность составляет ощутимую величину (1,11–1,30)·109 ГБк. Около 90% природного трития содержится в гидросфере, 10% – в стратосфере (преимущественно в виде НТО) и 0,1% – в тропосфере.

Тритий был открыт английскими учеными Э. Резерфордом, М. Л. Олифантом и П. Хартеком в 1934 г. Он используется в биологии и химии как радиоактивная метка, в экспериментах по исследованию свойств нейтрино, в термоядерном оружии как источник нейтронов и одновременно термоядерное горючее, в геологии для датирования природных вод. Промышленный тритий получают облучением лития нейтронами в ядерных реакторах:

Его утечки представляют собой наиболее частые аварии на атомных станциях.

Удельная активность трития составляет 3,59·105 ГБк/г. Однако, поскольку тритий представляет собой двухатомный газ, чаще используют объемную активность 9,4·104 ГБк/л.

Период биологического полураспада (выведения) примерно 10 дней.

Максимальный пробег -частиц трития в воздухе составляет 5,8 мм при 20°C, в биологической ткани – 6,5 мкм. Поэтому -частицы трития полностью поглощаются роговыми слоями кожи и внешнее облучение тритием не представляет опасности. Но он опасен при попадании в организм через кожу, легкие или при приеме пищи и воды. Независимо от путей поступления трития в организм через 2–3 ч наблюдается равномерное распределение НТО в жидкой фазе. Для газообразного трития и НТО (T2O) присвоена категория радиационной опасности Г, минимально значимая активность составляет 3,7·106 Бк.

В 2000 г. в ФТИ им. Иоффе было установлено, что из-за малой высоты кулоновского барьера для бета-частиц период полураспада атома и ядра (тритона) не одинаковы: для атомарного трития это 12,264 ± 0,018 года, а для тритона – 12,238 ± 0,020 года. Для молекулярного трития надо добавить еще 0,0316 года. Так было показано влияние химических связей на константу радиоактивного распада.

3.7. Получение оружейного плутония Плутоний можно получить из природной смеси изотопов урана, как показано на рис. 16.

осколки деления Рис. 16. Схема образования плутония-239 при цепной реакции деления 235U Для производства плутония используются современные ядерные энергетические реакторы, работающие на обогащенном уране. При попадании нейтрона в ядро урана-235 происходит его деление на осколки, испускание гамма-квантов и нескольких нейтронов. Энергия некоторых нейтронов достаточна для пороговой реакции поглощения их ядрами урана-238, которого в топливе может быть до 95%.

В результате образуются ядра нестабильного урана-239, который путем электронного бета-распада превращается в короткоживущий изотоп нептуния-239, а тот, испытав еще один электронный бета-распад, дает, наконец, ядро плутония-239. Этот изотоп – основной компонент современного ядерного оружия. Возможно его применение и в энергетических реакторах, но в настоящее время военные потребности во всем мире приоритетны.

Взрыв атомной бомбы, содержащей примерно 10 кг урана-235, привел к полному разрушению Хиросимы, а другой японский город – Нагасаки – был уничтожен бомбой, содержащей 7 кг плутония-239.

Другие трансураны в настоящее время имеют лишь научное значение, поскольку их получение в промышленном масштабе не может быть налажено, а время жизни слишком мало для практических применений.

Все трансураны были синтезированы в реакциях последовательного захвата нейтронов ядрами с последующим -распадом, что приводило к увеличению Z. Новые нуклиды выделяли и идентифицировали радиохимическими методами с последующим измерением свойств продуктов радиоактивного распада. В Национальной Лаборатории Лоуренса (Беркли, США) Г. Сиборгом и его коллегами в 1940–1953 гг.

были открыты 8 элементов с Z = 93–100. Предельным по массе ядром был 257Fm (T1/2 = 100 дней). Дальнейшее продвижение блокировалось малым временем жизни 258Fm (T1/2 = 0,3 мс). Попытка перейти этот барьер в мощных импульсных потоках нейтронов, получаемых при подземных ядерных взрывах, не дала ожидаемого эффекта.

Последним (1955 г.) синтезированным с использованием традиционных методов был 101-й элемент, названный менделевием. Его получили бомбардировкой мишени из эйнштейния (Z = 99), содержащей всего 109 атомов, ядрами гелия (Z = 2). В результате были зафиксированы 9 атомов 256Мd.

Это достижение оказалось пределом для существовавшей ускорительной техники. Дальнейший прогресс мог быть достигнут только в реакциях с тяжелыми ионами, позволяющих увеличивать заряд и массу ядра-мишени скачком на десятки единиц. Но такие реакции требовали создания ускорителей нового типа и, соответственно, мощных источников, как правило, уникальных многозарядных ионов, что представляло собой принципиально новую техническую задачу.

3.9. Синтез сверхтяжелых элементов В 1966 г. появилась теоретическая работа Ф. А. Гареева и др.

(Sobiczewski, A. Closed shells for Z > 82 and N > 126 in a diffuse potential well / A. Sobiczewski, F. A. Gareev, B. N. Kalinkin // Phys.

Lett. – 1966. – Vol. 22, № 4. – P. 500–502), в которой было предсказано существование для протонов магического числа Z = 114. Соответственно, в этой области ядер следовало ожидать и появление острова стабильности. Это предсказание возбудило интерес многих экспериментаторов, потому что названная гипотетическая область стабильности была в принципе доступна при имеющихся технических возможностях, хотя сами эксперименты представлялись исключительно трудными.

В середине 50-х гг. XX в. эта работа была начата и завершилась созданием линейного ускорителя HILAC в Беркли (США, 1957 г.) и циклотрона У-300 в Дубне (РФ, 1959 г.), а позже более мощного У- (рис. 17). В 1978 г. к этим машинам присоединился UNILAC в Дармштадте (Германия). Соответственно, в этих трех научных центрах: Национальной Лаборатории им. Э. Лоуренса, Лаборатории ядерных реакций, Обществе Тяжелых Ионов (GSI), и были развернуты исследования по синтезу новых элементов в реакциях на тяжелых ионах, проходившие как в соперничестве, так и в сотрудничестве.

Итогом этих 40-летних исследований явился синтез новых элементов с атомными номерами Z = 102–116. Для ряда сверхтяжелых элементов Конгресс Международного союза чистой и прикладной химии официально утвердил названия:

102 – нобелий, No;

103 – лоуренсий, Lr;

104 – резерфордий, Rf;

105 – дубний, Db;

106 – сиборгий, Sg;

107 – борий, Bh;

108 – хассий, Hs;

109 – мейтнерий, Mt;

110 – дармштадтий, Ds;

111 – рентгений, Rg.

Открытые в последние годы элементы 112–116 еще ждут своих названий. В своем решении Конгресс исходил из установившегося ранее правила присваивать названия новым элементам в честь выдающихся деятелей науки и географических мест, где находятся научные центры, внесшие выдающийся вклад в развитие естественных наук.

Присвоение 105-му элементу названия «Дубний» в честь подмосковного города Дубны явилось признанием заслуг в развитии ядерной физики Лаборатории ядерных реакций им. Г. Н. Флерова и Объединенного института ядерных исследований.

Важным результатом этих исследований явилось установление факта, что времена жизни изотопов этих элементов значительно превышают значения, ожидавшиеся из предсказаний прежней теории. Это все более и более создавало уверенность в том, что в области указанных элементов мы находимся как бы на отмели, ведущей к острову стабильности вблизи 114-го элемента. Все это создавало предпосылки для начала штурма самого острова стабильности – синтеза 114-го элемента.

Синтез 114-го элемента было решено осуществить в реакции Рu + 48Са = 292114*, в которой после испарения из составного ядра трех или четырех нейтронов должны были образоваться изотопы 114 и 288114, которые предстояло идентифицировать по соответствующим цепочкам радиоактивного распада.

Pu – очень редкий и дорогой изотоп. Он накапливается в атомных реакторах десятилетиями, и во всем мире общее его количество составляет не более нескольких сотен миллиграммов. Этот изотоп был предоставлен американскими участниками эксперимента из Ливерморской Национальной Лаборатории.

С 48Са ситуация была не проще. В естественной смеси изотопов кальция его содержание составляет всего 0,18%, и процесс обогащения является сложным и дорогостоящим. Его несколько лет нарабатывал НИИхимаш в Екатеринбурге. Для получения пучка ядер кальция был разработан специальный источник, основанный на явлении электронного циклотронного резонанса.

Схема регистрации единичного акта радиоактивного распада ядра 114-го элемента выглядела следующим образом. Если принять, что гипотеза о существовании острова стабильности в области сверхтяжелых элементов справедлива, то ядро 114-го элемента с массой должно испытывать альфа-распад, превращаясь в ядро 112-го элемента, а то, в свою очередь, в ядро 110-го, которое уже испытывает спонтанное деление. Таким образом, мы должны были наблюдать новое радиоактивное семейство с весьма необычными свойствами. Именно так открывались радиоактивные ряды еще в пионерских работах Марии Склодовской-Кюри, выполненных в начале ХХ в.

Синтез 114-го элемента был осуществлен осенью 1999 г. В эксперименте, длившемся непрерывно 3 месяца, было зарегистрировано 2 атома изотопа 288114 и 1 атом изотопа 289114. Были установлены их цепочки распада и соответствующие характеристики распада самих этих изотопов и их «дочерних» продуктов.

В том же году в Беркли были зарегистрированы 3 ядра изотопа 118. В этом эксперименте американские ученые пришли к успеху, бомбардируя мишень из свинца 208Pb ускоренными до энергии 449 МэВ ионами 86Kr. Определение нового элемента вели по обнаружению цепочки последовательных -распадов, показанной на рис. 18.

Рис. 18. Цепочка последовательных -распадов ядра изотопа В 2000 г. в Дубне по той же методике был проведен эксперимент по синтезу 116-го элемента, в котором в качестве мишени использовался уже 248Сn. Результат тоже оказался положительным – было зафиксировано 2 атома 116-го элемента. При этом при распаде воспроизвелась вся цепочка распадов, наблюдаемая при регистрации Описанные эксперименты подтвердили предсказание новой теории ядра. Действительно, в море ядерной нестабильности, простирающемся в конце таблицы Менделеева, обнаружился остров стабильности. Однако наиболее стабильные изотопы этого острова все еще не удалось синтезировать.

В настоящее время еще нет реализуемой схемы для синтеза нечетных сверхтяжелых ядер.

ТЕМА 4. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ

С ВЕЩЕСТВОМ

К тяжелым частицам относят частицы, имеющие массу, существенно превышающую массу электрона. Самые легкие среди них – это мюоны (207 me) и пионы (277 me). Источниками тяжелых заряженных частиц являются ускорители низких и высоких энергий, ядерные реакторы (осколки деления), радиоактивные препараты, -распад, p-распад, кластерный распад, космические лучи.

При прохождении через вещество заряженная частица за счет кулоновского взаимодействия рассеивается на электронах и ядрах атомов. Передаваемая в результате такого рассеяния энергия частицы в основном идет на ионизацию атомов. Радиационные потери энергии (например, на тормозное излучение) в случае тяжелых частиц, как правило, незначительны.

В 1912 г. Н. Бор провел анализ процесса торможения в веществе частицы с зарядом zeff и скоростью > us ( > m), то для нерелятивистских частиц ( 1, и поскольку при этом 2mM –1 > получим:

Н. Бором в 1915 г. было показано, что разброс энергий частиц, прошедших толстый слой вещества, подчиняется нормальному распределению, которое в наших обозначениях можно записать в виде В случае тонкого поглотителя, когда N(T < Tmax) 10 мрад, что соответствует тому, что неупруго рассеянные электроны отклоняются лишь на малые углы.

Фононы являются квантами колебаний решетки, т. е. тепла. Механизмы генерации фононов могут быть как прямыми, так и непрямыми. Первые обусловлены элементарным актом неупругого рассеяния электронов на атомных ядрах, приводящим к упругим осцилляциям атомов относительно равновесных позиций. Вторые являются следствием других неупругих процессов. Например, эмиссия Ожеэлектронов, характеристическое излучение или межзонные переходы могут конвертироваться в осцилляции решетки.

Энергия фонона менее 0,1 эВ, но электрон, взаимодействующий с атомом с образованием фонона, рассеивается на достаточно большой угол (5–15 мрад). Эти электроны вносят вклад в диффузное рассеяние.

Сечение фононного рассеяния имеет Z3/2 зависимость от атомного номера. Фононное рассеяние возрастает с увеличением температуры.

При комнатной температуре средняя длина свободного пробега фонона составляет пару нанометров для Au и примерно 350 нм для Al, а при температуре жидкого гелия она возрастает в 2–3 раза.

4.8.6. Электроны высоких энергий Электроны высоких энергий (E > 100 МэВ) образуют в результате последовательных актов испускания -квантов (которые рождают затем электрон-позитронные пары) каскадные ливни (рис. 28).

Рис. 28. Каскадный ливень, инициированный быстрым электроном Ливень может быть инициирован и -квантом высокой энергии.

В зависимости от толщины слоя вещества число электронов в ливне вначале быстро возрастает. По мере развития каскада средняя энергия, приходящаяся на электрон, уменьшается. После того как она уменьшится настолько, что фотоны не смогут рождать электронпозитронные пары, ливень прекращается. Число частиц в ливне для высокоэнергетичных электронов может достигать 106.

Для таких электронов ионизация атомов является лишь одним из способов их взаимодействия со средой. При энергиях электронов Е 50 МэВ вероятности различных процессов составляют:

– упругие столкновения – 5%;

– ионизация – 35%;

– возбуждение атомов – 60%.

Взаимодействие позитронов описывается так же, как и взаимодействие электронов. Дополнительно надо учесть эффект аннигиляции и исключить из расчетов эффект обмена. Сечение аннигиляции обратно пропорционально скорости позитронов: анниг 1/, поэтому позитроны аннигилируют, потеряв практически всю энергию.

ТЕМА 5. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ НЕЙТРОНОВ С ВЕЩЕСТВОМ

Проходя сквозь вещество, нейтроны упруго рассеиваются на ядрах или вызывают ядерные реакции. Макроскопически это проявляется как замедление, диффузия, поглощение и т. д. Поскольку нейтрон имеет нулевой электрический заряд, он практически не взаимодействует с электронами атомных оболочек. Поэтому атомные характеристики среды не играют роли в распространении нейтронов в веществе. Это ядерный процесс.

Сечения реакций зависят от энергии нейтронов и изменяются при изменении A или Z. Сечения взаимодействия нейтронов с ядрами в среднем растут по закону 1/ при уменьшении энергии нейтрона. По этому свойству нейтроны разделяются на несколько групп, границы между которыми достаточно условны.

Наименьшими энергиями обладают ультрахолодные нейтроны.

К ним относят нейтроны с энергиями ниже 100 пэВ, что соответствует температурам ниже 0,01 К (энергию частицы и температуру связывает соотношение Е = kT, где k – постоянная Больцмана). Ультрахолодные нейтроны хорошо отражаются от большинства материалов аналогично отражению света от металлического зеркала. Параметры отражения можно рассчитать, исходя из соответствующей энергии длины волны Де Бройля = h(2mE)–0,5. Благодаря эффективному отражению ультрахолодные нейтроны способны накапливаться и десятки секунд храниться в замкнутых сосудах.

Холодными называют нейтроны с энергиями ниже 5 мэВ. Такие энергии соответствуют температурам порядка 10 К. У холодных нейтронов сильно проявляются волновые свойства, т. к. их длина волны Де Бройля много больше междуатомных расстояний. Холодные нейтроны используются для изучения медленных диффузионных процессов с участием атомов и молекул, а также для исследования белковых макромолекул, полимеров, микродефектов и микронеоднородностей в растворах и сплавах.

Энергии более 5 мэВ (некоторые авторы приводят границу на уровне 25 мэВ) определяют порядок энергий тепловых нейтронов. Верхняя граница диапазона находится на уровне 0,5 эВ. Средняя длина волны Де Бройля в этом диапазоне составляет 20 нм, а температура – 300 К.

В число медленных нейтронов с энергиями в диапазоне от 0,5 эВ до 100 кэВ входят две группы: резонансные нейтроны с энергией до 10 кэВ и более быстрые – промежуточные. Медленные нейтроны в основном упруго рассеиваются на ядрах или вызывают экзотермические ядерные реакции, в первую очередь, радиационный захват, реакции типа (n, p), (n, ) и деление атомных ядер. Реакции 3He(n, p)3H и B(n, )7Li используются для регистрации нейтронов; вторая из них применяется также для защиты от нейтронного излучения.

Резонансными называют нейтроны первой группы, поскольку именно в этом диапазоне сечение их взаимодействия с тяжелыми ядрами наиболее велико и носит резонансный характер. Исследования с резонансными нейтронами дают возможность изучать спектры возбуждений ядер. Резонансное поглощение нейтронов используют в ядерных реакторах путем замедления образующихся в цепной реакции более «горячих» нейтронов.

В области энергии промежуточных нейтронов резонансная структура нейтронных сечений сглаживается из-за перекрытия соседних резонансов. При этом амплитуды резонансов сравнительно невелики, а сечение реакции взаимодействия с веществом в среднем падает с ростом энергии.

К быстрым относят нейтроны с энергиями от 100 кэВ до 14 МэВ.

Они способны испытывать неупругое рассеяние на ядрах и вызывать эндотермические ядерные реакции, например (n, 2n), (n, pn). Сечения этих реакций сравнительно плавно зависят от энергии (выше характерного для данной реакции энергетического порога), и их исследование позволяет изучать механизм распределения энергии возбуждения между нуклонами, составляющими ядро. Равновесная температура быстрых нейтронов превышает 1010 К, а длина волны Де Бройля становится менее 1 пм.

Нейтроны с энергиями менее 1 эВ подчиняются равновесному распределению Максвелла, в то время как спектры надтепловых частиц следуют степенному закону. Соотношение содержания в потоке нейтронов разных энергий зависит от происхождения и эффективности процесса замедления нейтронов в среде.

5.2. Основные реакции с участием нейтронов Взаимодействие нейтронов с ядрами вещества может происходить различными способами в зависимости от типа ядра и энергии нейтрона. Часть реакций являются пороговыми, т. е. для их осуществления нейтрон должен иметь энергию выше некоторого минимального значения. Сечение других реакций сильно зависит от энергии нейтрона, и сама реакция эффективно протекает лишь в узких энергетических зонах – областях резонанса. Для третьих эта зависимость не столь существенна, но может, тем не менее, требовать оптимизации при практическом использовании, как, например, при управляемой цепной реакции в ядерных реакторах. Основные типы реакций с участием нейтронов приведены в табл. 5.

Основные типы реакций с участием нейтронов Радиационный захват (n, ) Идет на всех ядрах. Сечение: для тепловых нейтронов от 0,1 до 104 барн, для быстрых – от 0,1 до Упругое рассеяние (n, n) Сечение варьируется в интервале нескольких барн Неупругое рассеяние Пороговая реакция. Сечение по порядку величины (n, n ) Обменная реакция Наиболее важные реакции:

Реакция выбивания Наиболее важные реакции:

Реакция размножения Реакция деления ядер В подавляющем большинстве случаев пороговая Замедление нейтронов происходит при упругих столкновениях с ядрами, т. к. если до столкновения ядро покоилось, то после столкновения оно приходит в движение, получая от нейтрона некоторую энергию, а нейтрон замедляется. Однако это замедление не может привести к их полной остановке из-за теплового движения ядер. Если нейтрон замедлится до энергии теплового движения порядка kT, то при столкновении с ядром он может как отдать, так и получить энергию. Нейтроны с энергиями kT находятся в тепловом равновесии со средой (термализация нейтронов).

Поглощение и диффузия нейтронов происходят как во время замедления, так и после окончания этого процесса.

Практическая важность процесса замедления обусловлена тем, что в большинстве нейтронных источников нейтроны рождаются в основном с энергиями от десятков килоэлектрон-вольт до нескольких мегаэлектрон-вольт, в то время как большинство важных в прикладном отношении нейтронных реакций, согласно закону 1/, наиболее интенсивно идет при низких энергиях нейтронов.

Рассмотрим среднюю потерю энергии быстрого нейтрона при столкновении с ядром водорода – протоном. Баланс энергии при столкновении имеет вид (массы протона и нейтрона обозначены М) где E0, – начальные энергия и скорость нейтрона; n, p – соответственно скорости нейтрона и протона после столкновения.

Поскольку в системе центра инерции рассеяние изотропно, то в среднем протон и нейтрон и в лабораторной системе имеют после столкновения одинаковые энергии (благодаря равенству их масс):

где E1 – средняя энергия нейтрона после столкновения.

Таким образом, в водороде энергия нейтрона в среднем уменьшается вдвое при каждом столкновении. Если нейтрон сталкивается не с протоном, а с более тяжелым ядром с массовым числом А, то средняя потеря энергии определяется соотношением Е1 = (1 – а/2), где а = 4А/(1 + А)2.

Например, если замедлителем является углерод 12С, то E1 0,8E0.

Значит, в углероде энергия нейтрона в среднем будет уменьшаться вдвое лишь после трех столкновений.

Кроме того, от хорошего замедлителя требуется, чтобы он слабо поглощал нейтроны, т. е. имел малое сечение поглощения. Малые величины имеют сечения поглощения нейтронов на дейтерии и кислороде. Поэтому прекрасным замедлителем является тяжелая вода D2O.

Приемлемым, но несколько худшим замедлителем является обычная вода H2O, т. к. водород поглощает нейтроны заметно интенсивнее, чем дейтерий. Неплохими замедлителями являются также углерод, бериллий, двуокись бериллия.

Важнейшей характеристикой процесса замедления является длина замедления 1/2. Величина носит не соответствующее ее размерности название возраста нейтронов. При этом = rdif / 6, где rdif – среднеквадратичное расстояние, на которое нейтрон уходит от источника в процессе замедления от 1 МэВ до 1 эВ.

Замедленные до тепловых энергий нейтроны диффундируют, распространяясь в веществе во все стороны от источника. Этот процесс приближенно описывается обычным уравнением диффузии с обязательным учетом поглощения, которое для тепловых нейтронов всегда велико. Основной характеристикой среды, описывающей процесс диффузии, является длина диффузии L, определяемая соотношением где rdif – среднеквадратичное расстояние, на которое уходит тепловой нейтрон в веществе от места рождения до места поглощения. В табл. показана эффективность наиболее распространенных в ядерной энергетике замедлителей.

замедлителей при замедлении нейтронов деления Замедлители Из табл. 6 видно, что у обычной воды 1/2 > L, что указывает на где первый член справа соответствует энергии покоя пары электрон – позитрон, а второй представляет собой энергию отдачи ядра. Так как энергия отдачи ядра сравнительно мала, то первый член определяет порог рождения пар (2meс2 = 1,022 МэВ). В основном образование пар происходит в кулоновском поле ядер атомов, и эффективное сечение этого процесса пропорционально квадрату заряда ядра Z2.

Порог рождения пар в поле электрона равен 4meс2. Это связано с тем, что энергию отдачи получает электрон, имеющий малую массу, и пренебречь ею уже нельзя. Образование пар в поле электрона характеризуется сравнительно малым сечением.

Поскольку все три основных явления взаимодействия гаммаквантов с веществом сопровождаются образованием заряженных частиц (электронов и позитронов), то детектор ионизирующего излучения независимо от его физического принципа действия будет формировать сигнал, связанный с взаимодействием именно этих частиц с веществом. Если объем детектора достаточно большой, то и гаммаквант, и образованные им заряженные частицы потеряют в детекторе всю энергию. Такой случай называется полным поглощением, и именно при этом сигнал детектора будет соответствовать действительной энергии гамма-кванта. Если же потерянной окажется не вся энергия, то метрика становится более сложной, поскольку сигнал детектора будет соответствовать только действительно потерянной в детекторе доле энергии.

ТЕМА 7. ОБЩАЯ СХЕМА ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ

ИОНИЗИРУЮЩЕГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ВЕЩЕСТВОМ

Выше были рассмотрены основные процессы взаимодействия различных видов излучения с веществом. Основным результатом назывались возбуждение и ионизация атомов и молекул среды. При этом образуются промежуточные продукты: электроны (термализованные, электроны недовозбуждения, сольватированные и т. д.), ионы (анион- и катион-радикалы, карбанионы и карбкатионы и др.), возбужденные атомы и молекулы, свободные радикалы и т. п. Эти продукты, как правило, характеризуются высокой реакционной способностью и поэтому являются короткоживущими и обнаруживаются непосредственно вдоль трека частицы, которая привела к их появлению. Реакциями этих продуктов друг с другом и с облучаемым веществом обусловлено образование конечных (стабильных) продуктов, процесс получения которых называется радиолизом. Эти продукты мигрируют в веществе в соответствии с физическими, химическими и биологическими условиями.

Выбитые в акте ионизации электроны (их называют дельтаэлектронами) обладают достаточной энергией, чтобы произвести ионизацию и возбуждение еще нескольких молекул среды. Если принять работу, необходимую для образования пары ион – электрон, равной примерно 30 эВ, то при энергии фотона 1 МэВ число дельтаэлектронов составит 3·104. Именно эти электроны обусловливают основное воздействие излучения на вещество.

Участие дельта-электронов в процессах ионизации и возбуждения придает особый характер распределению ионов и возбужденных молекул в объеме облучаемого вещества. Путь ионизирующей частицы в веществе называется треком. При этом передача энергии веществу происходит не равномерно, а порциями, зависящими от вида столкновения частицы с молекулой.

Рассмотрим структуру трека более подробно (рис. 42). Поскольку примерно половина энергии ускоренного электрона (и других заряженных частиц) расходуется порциями менее 100 эВ, то такие потери приводят к возникновению небольших областей ионизации и возбуждения (шпор) вдоль трека или поблизости от него. Шпора представляет собой сферу диаметром 12 нм в жидкостях и 102 нм в газе и содержит либо одиночную пару зарядов, либо несколько частиц (в среднем 23 иона и 23 возбужденные молекулы). Расстояние между шпорами зависит от вида падающей частицы и ее энергии. Для ускоренных электронов это расстояние весьма значительно и составляет приблизительно 102 нм в жидкости и 104 нм в газе.

Рис. 42. Образование трека заряженной частицы Другая половина потерь энергии обусловлена «лобовыми» столкновениями. При этом вторичные электроны имеют энергию от нескольких сотен килоэлектрон-вольт до половины энергии первичного электрона.

Вторичные электроны с энергиями от 100 до 500 эВ образуют локальные области ионизации, которые содержат до 20 ионов, блобы.

Здесь вторичные электроны рождают третичные электроны, третичные электроны четвертого поколения и т. д., которые уже характеризуются весьма малыми величинами пробегов и не могут далеко уйти от места своего образования. Если энергия вторичных электронов составляет 5005000 эВ, то перекрытие образующихся шпор создает структуру с цилиндрической симметрией, называемую «коротким треком».

Электроны с энергией свыше 5 кэВ образуют разветвленные треки, подобные по своей структуре основному треку. Здесь шпоры расположены далеко друг от друга.

Для тяжелых заряженных частиц структура треков такая же, как и для быстрых электронов. Однако шпоры здесь расположены очень близко друг к другу. Поэтому они сразу же после своего образования сливаются в сплошную цилиндрическую колонку (колончатая ионизация).

Возбуждение атомов и молекул вещества является одним из главных процессов, сопровождающих взаимодействие излучения с веществом. В возбужденных частицах электрон находится на одном из электронных уровней, лежащих выше основного состояния, оставаясь связанным с основной частью молекулы, атома или иона. Очевидно, что при возбуждении частица сохраняется как таковая.

Сверхвозбужденные (короткоживущие) состояния возникают, когда энергия возбуждения превышает первый потенциал ионизации.

Они могут образовываться главным образом путем одновременного возбуждения двух электронов (при этом суммарная энергия возбуждения превышает первый потенциал ионизации) или при возбуждении внутреннего электрона на одну из верхних молекулярных орбит.

Возбужденные состояния возникают в следующих главных процессах:

1) при непосредственном возбуждении молекул вещества. В этих процессах образуются обычно высоковозбужденные и даже сверхвозбужденные состояния;

2) при нейтрализации ионов, например или Величина энергии возбуждения при таком способе образования возбужденных частиц определяется энергией нейтрализации;

3) при передаче энергии от возбужденных молекул матрицы молекулам добавки:

при которой обычно одновременно с передачей возбуждения происходит дезактивация возбужденной частицы;

4) в результате взаимодействия с электронами недовозбуждения, возникающими, когда молекула добавки к основному веществу возбуждена, а ее потенциалы ионизации и возбуждения меньше низшего потенциала возбуждения молекул среды.

Возбужденные частицы могут терять свою энергию в безизлучательных процессах, таких как автоионизация:

внутренняя конверсия (переход из высшего возбужденного состояния в более низкое возбужденное состояние той же мультиплетности синглет-синглет, триплет-триплет), диссоциация:

и тушение (диссипация энергии в столкновениях).

Другой путь потери энергии возбужденных частиц излучательные процессы: флуоресценция (длительность 10–910–7 с) и фосфоресценция (длительность до нескольких секунд).

Третий тип процессов, связанных с потерей энергии возбужденных частиц, – колебательная релаксация, при которой колебательная энергия возбужденных частиц превращается в кинетическую энергию сталкивающихся частиц. Этот тип потери энергии наиболее эффективен в конденсированных средах.

Четвертый тип потери энергии – химические реакции изомеризации, присоединения, распад на радикалы и т. д.

Появляющийся в первичном акте ионизации электрон обладает, как правило, достаточно большой энергией, которую он может растратить на ионизацию и возбуждение еще нескольких молекул среды.

В структуре трека это проявляется через блобы и короткие треки. При этом при последовательных ионизациях его энергия уменьшается до некоторой Е0, являющейся пороговой для электронного возбуждения молекул среды. Электроны с энергией Е, лежащей в диапазоне Е0 > Е > kT (kT энергия теплового движения молекул среды), называют электронами недовозбуждения. Эти электроны, двигаясь в среде, продолжают терять свою энергию. Механизм потерь зависит от природы и агрегатного состояния среды.

В результате энергия электронов становится близкой или равной энергии теплового движения молекул среды. Такие электроны называют термализованными, а сам процесс замедления электрона до этой энергии – термализацией.

В газах при небольших давлениях электроны за время торможения уходят на значительное расстояние от материнских ионов, теряя связи с ними. В жидкостях длина пробега до термализации значительно меньше, поэтому электрон часто не успевает уйти из сферы действия кулоновского поля материнского иона, притягивается к нему, и происходит рекомбинация. Считается, что электрон уходит из кулоновского поля материнского иона, если энергия кулоновского взаимодействия меньше или равна энергии теплового движения молекул среды. Для этого он должен удалиться на расстояние rk (критическое расстояние, или радиус Онзагера), на котором выполняется условие где – статическая диэлектрическая постоянная среды.

Очевидно, что для полярных жидкостей уход электрона от материнского иона более вероятен, чем для неполярных. В полярных жидкостях (спирты, вода и др.) ушедшие от материнского иона термализованные электроны могут стабилизироваться за счет сольватации.

При этом образуется простейший анион – сольватированный электрон (eсольв), который является общим для нескольких молекул среды.

Для электрона во всех полярных жидкостях характерны реакции захвата (прямое или диссоциативное присоединение):

или Эффективность этого процесса зависит от энергии сродства к электрону взаимодействующей с ним частицы. Например, для воды и спиртов известна реакция димеризации.

Образующиеся в первичных актах ионизации и автоионизации положительные ионы, как правило, несут на себе дополнительную энергию возбуждения, величина которой может быть в 1,52,0 раза выше первого потенциала ионизации. Избыточная энергия молекулярного иона может теряться при высвечивании или колебательной релаксации. Однако часто, особенно в газах, молекулярный ион распадается с отщеплением радикала или молекулы, например В конденсированной фазе избыток энергии первичного иона может быть растрачен на колебательную релаксацию, ион-молекулярные и другие реакции.

Ион-молекулярные реакции – чрезвычайно быстрые процессы, не требующие энергии активации. Наиболее распространенным типом ион-молекулярной реакции является реакция переноса заряда:

часто сопровождающаяся диссоциацией иона В+, например Возможны также ион-молекулярные реакции с переносом атома водорода:

или а также реакции с переносом протона и молекулярного водорода.

Под свободным радикалом понимают промежуточные частицы (атомы, молекулы, ионы), имеющие один или более неспаренных электронов, способных к образованию химической связи (Н, Cl, СН3, ОН, СН2, NO2, O и др.). Радикалы, имеющие заряд, называются ионрадикалами, например СН+.

В радиационной химии основными процессами, приводящими к образованию свободных радикалов, являются:

– диссоциация возбужденных молекул, например или или или – ион-молекулярные реакции, например – диссоциативный захват электрона, например Следует подчеркнуть, что образование нового свободного радикала в соответствии с принципом сохранения спина имеет место во всех реакциях, протекающих с участием одного свободного радикала, например Гибель свободных радикалов происходит в реакциях рекомбинации, диспропорционирования, переноса электрона, простого и диссоциативного присоединения. Рекомбинация и диспропорционирование радикалов принадлежат к числу наиболее распространенных реакций при радиолизе воды и органических соединений. Рекомбинация радикалов с образованием молекул является энергетически выгодным процессом, энергии активации таких реакций близки к нулю. В процессе рекомбинации выделяется энергия, эквивалентная энергии разрыва возникающих связей. Если радикалы при этом унесут дополнительную энергию возбуждения, то суммарная выделенная энергия может быть достаточна для повторного разрыва молекулы на радикалы. Такой процесс имеет большую вероятность для двухатомных молекул в газовой фазе. Для стабилизации образующейся при рекомбинации молекулы от нее необходимо отвести избыточную энергию. Это оказывается возможным при наличии третьего участника, который воспринимает избыточную энергию:

Роль третьего тела может играть свободная поверхность в реакционной зоне (например, стенки реакционных аппаратов).

В сложных молекулах избыточная энергия перераспределяется по связям, и ее локализация на одной связи маловероятна. В жидкостях имеется дополнительная возможность передачи энергии при столкновениях. Энергия активации реакции диспропорционирования несколько выше, чем соответствующее значение реакции рекомбинации. Для радикалов рекомбинация преобладает над диспропорционированием.

Только в случае крупных радикалов вследствие пространственных затруднений диспропорционирование может играть основную роль.

Таким образом, свободные радикалы в облучаемых системах претерпевают разнообразные превращения, приводящие к возникновению большого набора стабильных продуктов даже в случае радиолиза сравнительно простых систем.

Особенности радиолиза газов проявляются при низких давлениях.

При этом практически отсутствуют трековые эффекты, поскольку в таких условиях шпоры не образуются, а вдоль трека преобладают отдельные ионизации, и первичные продукты радиолиза оказываются распределенными статистически равномерно. Из-за низкой плотности среды мала вероятность дезактивации промежуточных продуктов радиолиза при столкновениях с окружающими молекулами. Поэтому промежуточные частицы в газах при низком давлении имеют большие времена жизни, чем в жидкостях, что обусловливает значительную роль мономолекулярных реакций фрагментации и изомеризации ионов.

Возбужденные частицы могут дезактивироваться в физических процессах высвечивания и передачи энергии электронного возбуждения.

При увеличении давления возрастает роль ион-молекулярных реакций, и газ становится в радиационно-химическом отношении ближе к жидкости.

При радиолизе газов влияние температуры на выходы продуктов может оказаться существенным вследствие температурной зависимости скорости реакций и термической нестабильности некоторых ионов и свободных радикалов. При достаточно высоких температурах заметную роль могут играть реакции со сравнительно большой энергией активации, что изменяет механизм радиолиза.

При высокой мощности дозы при радиолизе газов увеличиваются выходы продуктов, образующихся в рекомбинационных процессах изза уменьшения расстояния между точками первичной ионизации, что приводит к увеличению вероятности бимолекулярных реакций.

Радиолиз жидкостей рассмотрим на примере воды, что существенно как для ядерных реакторов, где она работает как теплоноситель, так и для биологических объектов, где она является, как правило, основным химическим соединением.

Первые систематические экспериментальные исследования радиолиза воды были проведены в США в середине 40-х гг. ХХ в.

А. Алленом, E. Хартом и их коллегами. В СССР первые работы были выполнены в конце 40-х начале 50-х гг. в институтах физической химии и теоретической и экспериментальной физики АН СССР.

В настоящее время общепринятой является радикально-диффузионная теория механизма радиолиза воды. Основной постулат теории состоит в том, что при воздействии излучения на воду образуются химически активные частицы возбужденные молекулы и ионы, радикалы и ион-радикалы, реакциями которых друг с другом и иными растворенными веществами определяются макроизменения, происходящие с водой при облучении, в том числе выделение радиолитических газов водорода и кислорода, образование пероксида водорода, окислительно-восстановительные процессы с участием растворенных веществ и т. д. Суммарный процесс радиолиза жидкой воды принято разделять по времени на три стадии: физическую, физико-химическую и химическую.

Физическая стадия. На этой стадии продолжительностью от 10– до 10–15с происходит взаимодействие ионизирующей частицы или гамма-кванта с электронными оболочками молекул воды. Расстояние, на котором происходит каждая последующая ионизация, уменьшается с потерей энергии частицей, достигая нескольких нанометров при снижении энергии вторичного электрона ниже потенциала ионизации молекул воды (12,6 эВ). В результате происходит образование блобов, коротких треков и шпор.

Вторичные электроны более низких энергий чаще всего не производят ионизацию, но имеют достаточно энергии для возбуждения молекул воды. На физической стадии радиолиза образуются возбужденные Н2О* и сверхвозбужденные Н2О** молекулы воды (в частности, образуются ридберговские состояния с энергиями около 8 эВ). Вторичные электроны, энергия которых снизилась до величины пороговой энергии электронного возбуждения молекул воды в жидкой фазе (7,4 эВ), называются электронами недовозбуждения. В жидкой воде возможно также образование коллективных возбуждений плазмонов с энергией 21,4 эВ и линейными размерами охваченной ими области порядка 30 нм. Плазмоны локализуются за время около 10–15 с, образуя молекулярные ионы воды, которые могут мигрировать по резонансному механизму. Время миграции более 10–15 с. Возможна также миграция энергии возбуждения.

К концу физической стадии в облученной воде имеются молекулярные ионы воды, электроны недовозбуждения, сверхвозбужденные ионы. Система в этот момент является энергетически неравновесной, негомогенной относительно пространственного распределения упомянутых частиц – короткоживущих продуктов радиолиза.

Физико-химическая стадия. За период колебания молекулы воды (около 10–14 c) происходят диссоциация возбужденных и автоионизация сверхвозбужденных молекул воды:

или За время порядка 10–13 с происходит термализация электронов недовозбуждения. Они теряют свою энергию в процессах возбуждения внутримолекулярных колебаний (основной процесс) и дипольной релаксации молекул воды. Скорость потери энергии электронами недовозбуждения составляет порядка 4·1013 эВ/с. Электроны с некоторым избытком энергии могут взаимодействовать с молекулярными ионами воды в триплетном и синглетном возбужденных состояниях в соотношении 3 : 1. Такие электроны могут также реагировать с акцепторами в концентрированных растворах. Если происходит рекомбинация ионной пары материнский ион – электрон, то образуются возбужденные молекулы воды только в синглетном состоянии.

Термализованные электроны за время продольной диэлектрической релаксации (менее 3·10–13 с) локализуются с образованием гидратированных электронов.

Положительные молекулярные ионы воды вступают в ионмолекулярную реакцию:

Ион гидроксония Н3О+ гидратирует за время порядка 10–13 с.

К концу физико-химической стадии (время порядка 10–11 с) вода находится в состоянии теплового равновесия. В ней существуют гидратированные электроны, радикалы Н, ОН и О, ионы гидроксония и молекулярный водород. Эти частицы распределены в пространстве негомогенно – они концентрируются в микрообластях вдоль трека.

В случае -облучения эти области являются шпорами. Распределение частиц в шпоре также неравномерное: атомы О и Н, радикалы ОН и ионы гидроксония располагаются преимущественно в центре шпоры, а гидратированные электроны – в шаровом слое на расстоянии около 4 нм от центра.

Химическая стадия. На химической стадии, которая начинается примерно через 10–10 с, в блобах, шпорах и коротких треках протекают химические реакции образовавшихся на предыдущей стадии продуктов друг с другом, что приводит к образованию атомов и молекул водорода, пероксида водорода и ионов гидроксила. Одновременно идет диффузия этих и ранее образовавшихся частиц из шпор в объем раствора, следствием чего является размывание шпор и выравнивание концентраций продуктов радиолиза по объему жидкости. Время установления такого распределения – порядка 10–7 с. После этого в воде существуют гидратированные электроны, атомы водорода и кислорода, радикалы ОН, молекулярный водород, пероксид водорода, ионы гидроксония и гидроксила. Радиационно-химические выходы (их называют первичными выходами) этих частиц, образование которых закончилось ко времени завершения внутришпоровых реакций, составляют в нейтральной воде для гамма-излучения (частиц/100 эВ):

G(егидр) = 2,82,9; G(H) = 0,6; G(ОH) = 2,82,9; G(O) = 0,0067;

G(H2) = 0,45; G(H2O2) = 0,75; G(H3O+) = 3,33,4; G(OH–) = 0,50,6.

Значения радиационно-химических выходов зависят от вида воздействующего на воду ионизирующего излучения, точнее, от ЛПЭ излучения и температуры.

Вышедшие из мест повышенной концентрации в объем облучаемой системы частицы реагируют с растворенными веществами, со стабильными продуктами радиолиза и с короткоживущими частицами, вышедшими из других мест повышенной концентрации. Эти реакции характеризуются, как правило, весьма высокими константами скорости и низкими или даже нулевыми энергиями активации. Скорость многих реакций радикалов и ион-радикалов ограничена скоростью диффузии.

В результате этих реакций происходит разрушение первичных стабильных продуктов радиолиза воды водорода, пероксида водорода, кислорода и возникновение вторичных радикальных продуктов, например радикалов HO2. Если разрушается один из продуктов радиолиза, то говорят об «обратных» реакциях. В условиях непрерывного воздействия ионизирующего излучения такие реакции играют важную роль, т. к.

благодаря им система не претерпевает полного разложения под действием излучения. В ней устанавливается динамическое равновесие, при котором скорость разрушения вещества (в нашем случае воды) под действием излучения равна скорости воспроизводства этого вещества из возникших при действии излучения фрагментов или продуктов.

Наличие примесей в воде оказывает весьма существенное влияние на величины установившихся концентраций продуктов радиолиза воды. Более того, присутствие некоторых примесей в значительных концентрациях может приводить к тому, что динамическое равновесие окажется недостижимым. Примером этому служат содержащие нитрат натрия высокоактивные водные отходы переработки отработанного ядерного топлива: в таких системах отсутствует стационарное состояние в отношении радиолитических газов – водорода и кислорода.

Для радиационной химии воды наиболее важной примесью является кислород, поскольку установившиеся концентрации водорода, кислорода и перекиси водорода при радиолизе воды под действием гамма-излучения пропорциональны начальной концентрации кислорода, растворенного в воде до облучения. В частности, при постоянной температуре имеют место зависимости где а, b, С1 и С2 – сложные функции мощности дозы.

Эти уравнения могут быть полезны для первоначальных оценок эффектов попадания кислорода в теплоноситель ядерных энергетических установок или радиационного поражения биообъекта.

Кислород образуется и при радиолизе чистой воды. Для любого времени облучения в замкнутом объеме количество атомов Н и О остается постоянным. Уравнение сохранения атомов водорода запишем в виде а уравнение сохранения атомов кислорода – Исключая из этих уравнений n(Н2О) и n(Н2О)нач, получим:

(уравнение, связывающее количества образовавшихся при радиолизе молекул водорода, кислорода и пероксида водорода).

Если в сосуде нет свободного газового объема, то, разделив обе части уравнения на величину объема облучаемой жидкости Vж, получим связь между концентрациями водорода, кислорода и пероксида водорода:

Это уравнение справедливо в любой момент времени облучения.

Если система облучена малой дозой, когда можно считать, что накопившиеся продукты радиолиза еще не влияют на кинетику образования друг друга и на скорость разложения воды, то деление уравнения на величину поглощенной дозы дает связь между выходами водорода, пероксида водорода и кислорода:

Если жидкость объемом Vж облучают в сосуде со свободным объемом (Vг) длительное время, достаточное для установления динамического равновесия, то образующиеся радиолитические газы распределятся между жидкостью и свободным объемом в соответствии с растворимостью при заданной температуре, и уравнение материального баланса для этого случая будет выглядеть следующим образом:

где А = 1 + (аН2/RT) (Vг/Vж) и В = 1 + (аО2/RT) (Vг/Vж).

Если система со свободным объемом содержит до облучения растворенные в жидкой фазе пероксид водорода, водород и кислород и находящиеся в свободном объеме водород и кислород (т. е. продукты радиолиза воды), то закон сохранения количества атомов запишется для водорода в виде n(Н2) + n(Н2О2) + n(Н2О) = n(Н2О)нач + n(Н2)нач + n(Н2О2)нач, (135) а для кислорода – 2n(О2) + 2n(Н2О2) + n(Н2О) = n(Н2О)нач + 2n(Н2О2)нач + 2n(О2)нач.(136) Исключая из этой системы уравнений n(H2O) и n(H2O)нач, получаем уравнение материального баланса для стационарного состояния в рассматриваемом случае:

Величина представляет собой так называемый избыток окисляющего компонента:

Если в растворе до облучения преобладали кислород и пероксид водорода, то > 0; если преобладал растворенный водород, то < 0.

Полученное уравнение показывает, что стационарное состояние в замкнутой облучаемой системе определяется алгебраической суммой концентраций продуктов радиолиза воды, присутствующих в системе до облучения. Действительно, если воду до облучения насытить водородом и создать в ней концентрацию водорода не менее стационарной, то величина будет меньше нуля. Стационарные концентрации кислорода и пероксида водорода в этом случае должны быть равными нулю или меньше нуля. Это происходит, поскольку скорость образования кислорода и пероксида водорода при облучении меньше скорости их разрушения во вторичных реакциях, и эти вещества не будут накапливаться в облучаемой системе. Такое явление широко используется в ядерной энергетике при организации водного режима ядерных водо-водяных реакторов.

Уравнение материального баланса показывает также, что величины стационарных концентраций продуктов радиолиза воды зависят от соотношения объемов газовой и жидкой фаз облучаемой системы.

ИОНИЗИРУЮЩЕГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Никакие открытия в области ядерной физики не стали бы возможными без детекторов ионизирующего излучения – устройств, чувствительных к такому излучению и позволяющих измерять характеристики излучения. От чувствительности, селективности и иных характеристик детектора зависят результаты самых сложных экспериментов по изучению свойств микромира.

Детекторы можно разделить на два класса: счетчики и камеры.

Счетчики, помимо измерения потока излучения, часто способны определять и его энергетические характеристики, что позволяет делать спектрометрию излучения. Камеры применяют чаще всего для изучения треков, что важно для идентификации частиц и обнаружения новых объектов.

Проще всего регистрировать заряженные частицы, поэтому их и открыли раньше. Их выдает ионизационный след (трек), оставляемый частицей вдоль пути и состоящий из электронно-ионных пар.

За электроном, обнаруженным в потоке лучей разрядной трубки, вскоре были открыты протон (ядро атома водорода), -частица, оказавшаяся ядром атома гелия, ядра других элементов и целая плеяда элементарных частиц, от сравнительно легких мезонов до тяжелых гиперонов и еще более массивных частиц, в состав которых входят тяжелые кварки.

Прямая регистрация нейтральных частиц невозможна: они дают знать о себе только в ходе взаимодействий с образованием заряженных частиц, которые их «засвечивают». Так, нейтрон был открыт по протонам отдачи, гамма-квант – по электрон-позитронным парам.

Некоторые детекторы являются универсальными и способны реагировать на появление нескольких сортов частиц. Другие – весьма селективны, но обладают, как правило, более высокой чувствительностью и позволяют с высокой точностью измерять характеристики, например энергию частиц.

Счетчики фиксируют факт прохождения частицы, определяя момент времени с точностью до наносекунд, величину теряемой энергии, а если из них составить «телескоп», связанный электронной схемой совпадений, то и направление прилета частицы.

Камеры позволяют непосредственно наблюдать треки заряженных частиц. Но и нейтральные частицы, и кванты могут быть исследованы с помощью камер по поведению продуктов их взаимодействия с рабочим веществом прибора. По характеристикам трека можно определить энергию, заряд, направление движения, массу, а в некоторых случаях и тип частицы.

В зависимости от задачи детекторы используют различные физические принципы. Чаще всего применяют ионизационный эффект, ведущий к образованию свободных зарядов в рабочем объеме детектора.

Достаточно часто используют сцинтилляции, черенковское излучение, реакции выбивания протонов и др.

Один из первых счетчиков – газоразрядный. Этот счетчик используется в ядерной физике почти сотню лет. В зависимости от режима питания газоразрядного счетчика различают ионизационную камеру, пропорциональный счетчик и счетчик Гейгера – Мюллера. Особенности исполнения баллона газоразрядного счетчика позволяют применять их для регистрации -, - и -излучения.

Ионизационная камера, которая чаще всего применяется как счетчик, – один из самых древних детекторов. Это, по сути дела, счетчик, который измеряет полный заряд, созданный частицей в результате ионизации. Различные ее модификации (газовые, жидкостные) до сих пор применяются для измерения энергии частиц и их пучков, особенно часто в дозиметрии. Работающая на этом принципе ксеноновая камера высокого давления, несколько уступая по энергетическому разрешению дорогим и капризным кристаллам Ge(Li), не ограничена размерами и не требует глубокого охлаждения, что особенно ценно для постановки экспериментов на спутниках.

Устроен газоразрядный счетчик весьма просто. Чаще всего он представляет собой стеклянную трубку, заполненную газом при давлении 100–200 мм рт. ст., в которую помещены два электрода – анод в виде тонкой нити и цилиндрический катод на стенке трубки, к которым приложено постоянное напряжение в несколько сотен вольт (рис. 43). При попадании в трубку заряженной частицы газ ионизуется. Свободные электроны движутся с ускорением к аноду, производя при достаточно больших напряженностях ускоряющего поля вторичную ионизацию газа. Возникает разряд, вызывающий появление электрического импульса.

Рис. 43. Устройство газоразрядного детектора ионизирующего излучения: R – анодная нагрузка (зеленым цветом показана огибающая выходного сигнала) Для регистрации тяжелых частиц чаще используют счетчики торцовой геометрии: в них излучение входит вдоль оси (с торца) через плоское входное окно, выполненное из тонкого материала (слюда, золотая фольга, полимерная пленка), что минимизирует потери энергии.

Такие счетчики не чувствительны к направлению движения регистрируемой частицы, однако если взять несколько рядов детекторов и сопоставить факты и моменты появления частиц, то появится возможность определения и направления. С этой целью из торцевых счетчиков иногда изготавливают довольно большие панели.

Сцинтилляционные счетчики изобрели позже, но сегодня без них немыслима прикладная ядерная физика, да и в самых современных экспериментах их применение остается очень широким. В неорганических сцинтилляторах (кристаллы NaI, CsI и др.), их органических (антрацен и др.) и пластических (полистирол и др.) аналогах под действием заряженных частиц возникают вспышки люминесценции, называемые сцинтилляциями.

Это слабое свечение в миллионы раз усиливают фотоэлектронные умножители (ФЭУ). Коэффициент усиления современных ФЭУ может достигать 109. Это обеспечивается благодаря многократному использованию явления вторичной электронной эмиссии, происходящего на поверхности электродов, называемых динодами и изготовленных из специальных материалов. Коэффициент умножения на монокристаллическом полупроводниковом диноде может достигать 50, для других, более дешевых материалов он не превышает 10. Амплитуда выходного импульса ФЭУ с достаточной степенью точности пропорциональна энергии частицы, что позволяет вести анализ энергий и исследовать энергетические спектры частиц и квантов. Устройство сцинтилляционного счетчика показано на рис. 44.

Рис. 44. Устройство сцинтилляционного счетчика:

R – резисторы делителя напряжения питания (–U) (пурпурным цветом показано движение электронов, зеленым – огибающая анодного импульса) В настоящее время промышленность многих стран выпускает широкий спектр ФЭУ и сцинтилляторов различных размеров, а также готовых сборок сцинтилляционных детекторов.

Полупроводниковые счетчики, сигнал которых образуют пары электрон – дырка в слое полупроводника, по чувствительности превосходят сцинтилляторы. Лучшие из них – кристаллы германия, активированные литием, Ge(Li), измеряют энергию частицы с точностью 0,1%, но имеют ограниченный размер и требуют глубокого охлаждения. Такие детекторы имеют p-i-n-структуру, в которой высокоомная i-область является рабочей. Устройство и схема включения такого детектора показаны на рис. 45.

Рис. 45. Устройство и схема включения германиевого детектора:

R – резистор нагрузки (зеленым цветом показана огибающая выходного сигнала, голубым цветом показана i-область) Уступая германиевым детекторам по метрологическим параметрам, но все еще превосходя в некоторых случаях сцинтилляционные, широкое применение получили кремниевые детекторы. Они не требуют охлаждения и существенно дешевле. Но их возможности ограничены из-за низкого атомного номера и, соответственно, малой поглощающей способности.

Стриповые детекторы, получившие широкое применение в последние годы, это разновидность полупроводниковых счетчиков в виде узких полос кремния на твердой подложке. Их взаимно перпендикулярные слои позволяют измерять координаты частиц с точностью до десятка микрометров.

Еще более чувствительны черенковские счетчики, улавливающие когерентное излучение частицы, движущейся со скоростью, большей скорости света в среде. Последнее достижение в этой области – так называемые RICH-детекторы (ring imaging Cherenkov), «видящие» не отдельные фотоны, а все кольцо черенковского света, что позволяет измерить многие свойства регистрируемой частицы.

Фотоны черенковского излучения испускаются под углом к направлению движения частицы, причем величина этого угла определяется соотношением где с – скорость света в вакууме; n – показатель преломления регистрирующей среды; – скорость частицы.

На рис. 46 показан пример реализации простого черенковского счетчика.

Рис. 46. Черенковский счетчик: – регистрируемая частица;

Регистрируемая частица, попадая в радиатор 1, изготовленный из прозрачного материала с высоким показателем преломления, вызывает, если выполняется условие c/n < 1, черенковское свечение в виде короткой вспышки. Это излучение через светопровод 2 попадает на фотокатод ФЭУ 3, на выходе которого после умножения фотоэлектронов возникает электрический импульс, по амплитуде которого можно судить об энергии частицы.

Сложная геометрия светопровода выбрана здесь, чтобы избежать воздействия пучка частиц непосредственно на ФЭУ, что может вызвать появление ложных импульсов.

8.6. Счетчик переходного излучения К этому классу детекторов относятся TRD-детекторы (transition radiation detector) – счетчики переходного излучения, возникающего при пересечении заряженной частицей границы двух сред (рис. 47).

Они позволяют выделять ультрарелятивистские частицы, скорость которых близка к скорости света, из потока иных частиц и все шире применяются в экспериментах на ускорителях высоких энергий.

Интенсивность переходного излучения пропорциональна Z2 частицы и (при больших энергиях) ее релятивистскому фактору = (1 – (/c)2)–1/2, т. е. интенсивность переходного излучения высокоэнергетичной частицы пропорциональна ее энергии: Е = mc2. Возникающее излучение направлено под разнообразными углами к направлению движения частицы. Вид углового распределения зависит от энергии частицы.

Так как вероятность испускания фотона переходного излучения при однократном пересечении границы сред мала (1/100), то используют слоистые или пористые радиаторы с низким атомным номером и большим числом границ раздела (до нескольких сотен).

Ансамбль счетчиков, размещенный в потоке регистрируемых частиц, образует так называемую годоскопическую установку, которая позволяет проследить путь каждой отдельной частицы, а помещенная в магнитное поле измерить ее импульс и знак заряда. Счетчики прослаиваются калориметрами устройствами, измеряющими энергии частиц по образованному ими ливню электронов, позитронов, фотонов в веществе. Счетчики, включенные в систему измерения времени пролета, измеряют скорость частицы. Современные установки на ускорителях, насчитывающие тысячи счетчиков, дают пространственную картину события рождения множества вторичных частиц, их распадов и взаимодействий, возникающих при попадании ускоренной частицы в мишень.

8.7.1. Камера Вильсона Первым трековым детектором была камера Вильсона. Такая камера, помещенная в магнитное поле, стала одним из главных физических приборов начала прошлого столетия; эксперименты с нею привели ко многим фундаментальным открытиям.

Принцип ее действия заключается в образовании капелек тумана на ионизационном следе частицы в переохлажденном паре после резкого сброса давления. Этот принцип реализуется следующим образом.

Емкость со стеклянной крышкой и поршнем в нижней части заполнена насыщенными парами воды, спирта или эфира. Когда поршень опускается, то за счет адиабатического расширения пары охлаждаются и становятся пересыщенными. Заряженная частица, проходя сквозь камеру, оставляет на своем пути цепочку ионов. Пар конденсируется на ионах, делая видимым след частицы (рис. 48).

Рис. 48. Камера Вильсона (красной линией показан Первая камера Вильсона была продемонстрирована 19 апреля 1911 г. Она представляла собой стеклянный цилиндр диаметром 16,5 см и высотой 3,5 см. Сверху он закрывался зеркальным стеклом, через которое фотографировали треки. Внутри был второй цилиндр, в нем – деревянное кольцо, опущенное в воду. Испарения с поверхности кольца насыщали камеру парами. Вакуумный насос создавал разрежение в емкости, соединенной с камерой трубкой. При открывании вентиля создавалось разрежение, пары становились пересыщенными, и на следах заряженных частиц происходила конденсация в виде полосок тумана (поэтому за рубежом прибор называется «а cloud chamber» – «туманная камера»). Схема первой камеры Вильсона показана на рис. 49.

цилиндр Деревянное На рис. 50 показан внешний вид такой камеры, изготовленной годом позже.

П. Брекет, получивший в 1948 г. Нобелевскую премию, создал управляемую камеру Вильсона, которая срабатывала, когда другие детекторы обнаруживали появление нужной частицы или события.

Рис. 51. Эффект образования пар электрон – позитрон в свинцовой мишени и ядерная реакция 14N (, р) 17О, зафиксированные с помощью камеры Вильсона С помощью камеры Вильсона были исследованы основные процессы взаимодействия ионизирующего излучения с веществом и особенности протекания ядерных реакций (рис. 51).

8.7.2. Пузырьковая камера Позднее роль лидера измерительной ядерной техники перешла к пузырьковой камере, изобретенной в 1952 г. Дональдом Глезером.

Размер первой камеры был всего лишь с наперсток. Наполнителем служил диэтиловый эфир. За разработку этого прибора ее автор был удостоен Нобелевской премии по физике за 1960 г. (рис. 52). В течение нескольких лет пузырьковыми камерами были оснащены все ведущие ядерные исследования лаборатории мира (рис. 53).

В пузырьковой камере треки частиц формируют микроскопические пузырьки газа в перегретой жидкости, создаваемые в ней проходящим ионизирующим излучением.

Рис. 52. Д. Глезер у пульта управления его пузырьковой камерой (а), внешний вид камеры Глезера (б) и фотография треков нескольких частиц, Пузырьковые камеры, особенно наполненные жидким водородом (протонные мишени), способствовали получению выдающихся результатов в ускорительных экспериментах.

Одной из лучших является жидководородная камера Мирабель.

Такая камера диаметром 5 м установлена на синхрофазотроне Института физики высоких энергий в Протвино (Российская Федерация).

В современных камерах используются жидкие газы – пропан, гелий, водород, ксенон, неон и др.

8.7.3. Фотоэмульсионная камера Особое место занимает фотоэмульсионная камера – развитие метода ядерной фотоэмульсии. Это рекордсмен по точности измерения координат (до 1 мкм). Однако оперативность получения информации в ней чрезвычайно низкая – ведь необходимо вести процесс проявления, а только потом начинать обработку. Несмотря на успехи последнего времени в считывании информации с фотослоев и последующей компьютерной обработке, при использовании фотоэмульсионных камер все еще остается много ручной работы, поэтому использование таких детекторов ограничивается экспериментами, требующими наивысшего пространственного разрешения.

8.7.4. Электроразрядные камеры На смену большинству описанных камер во многих приложениях уже в 70-х гг. ХХ в. пришли электроразрядные устройства, резко повысившие эффективность за счет высокого быстродействия и возможности «стыковки» со счетчиками частиц, – искровые и их разновидность стримерные камеры. Искры и стримеры – цепочки отдельных разрядов с высокой точностью следуют по ионизационному следу, даже имеющему форму дуги при движении частицы в магнитном поле. Различные виды искровых и стримерных камер участвовали в важных экспериментах. Однако более универсальным и гибким средством, отвечающим современным требованиям, оказались многопроволочные камеры – пропорциональные, дрейфовые и других модификаций.

Особое место в технике ядерно-физического эксперимента занимают детекторы нейтрино. Вероятность взаимодействия нейтрино с веществом на много порядков меньше, чем у заряженных частиц. По этой причине установки для регистрации нейтрино должны иметь большие размеры и массу, измеряемую тысячами тонн. Чтобы снизить фон от посторонних заряженных частиц, нейтринные детекторы располагают под большими толщами вещества (подземные и подводные установки). Широкую известность получили детекторы солнечных нейтрино – Homestake (хлор-аргонный детектор Дэвиса, США), Kamiokande (Япония), а также российские галлий-германиевый детектор в Баксане и установка «Байкал» в прозрачных водах знаменитого озера.

Еще одна схема детектора нейтрино реализована в ЛосАламосской Национальной Лаборатории в США (рис. 54). Детектор состоит из прозрачной емкости, в которую заливается 167 т минерального масла с примесью жидкого сцинтиллятора. Емкость окружена фотоэлектронными умножителями (1220 штук).

Рис. 54. Лос-Аламосский детектор нейтрино При взаимодействии нейтрино с атомами заполняющего емкость вещества образуются электроны высокой энергии, скорость которых больше скорости света в среде. При их движении возникает черенковское свечение, регистрируемое фотоэлектронными умножителями.

Каждый эксперимент по детектированию нейтрино требует нескольких месяцев работы и приводит к регистрации всего лишь нескольких десятков событий. Это предъявляет очень жесткие требования к надежности и стабильности параметров аппаратуры, а также требует принятия специальных мер по снижению фона, в том числе и в цепях обработки сигналов ФЭУ.

8.9. Установка для регистрации элементарных частиц ATLAS на большом адронном коллайдере в CERN В этом гигантском сооружении высотой с восьмиэтажный дом собрана аппаратура для регистрации взаимодействий адронов – элементарных частиц, участвующих в так называемом сильном взаимодействии. Это детекторы мюонов 1, трековый детектор переходного излучения 8, электромагнитные и адронные калориметры 3, 4, 7, огромные сверхпроводящие магниты 2, 5, 9. Детекторы закрыты мощным слоем радиационной защиты 6. Все устройства выполнены с точностью до 100 мкм и должны работать синхронно в условиях сильных полей и потоков фотонов и нейтронов плотностью 107 см2/с многие годы (рис. 55).

Рис. 55. Установка для регистрации элементарных частиц ATLAS ATLAS регистрирует все частицы, приходящие в детектор под любыми углами, одновременно фиксируя их характеристики.

Основа всей установки – детектор переходного излучения 8 для регистрации ультрарелятивистских частиц и их классификации по рентгеновскому излучению, возникающему при их переходе границы двух сред (здесь – воздуха и полипропилена). Детектор состоит из 400 тыс. трубок диаметром 4 мм с четырехслойными стенками толщиной 28 мкм. По принципу работы они напоминают счетчик Гейгера: трубка наполнена газовой смесью, по ее оси проходит тонкая проволока под напряжением 1500 В. Частица ионизует газ, электрон дрейфует к проволоке (аноду). Возникший сигнал считывается с точностью около 1 нс по времени и пространственно до 100 мкм. Детектор занимает объем несколько кубических метров и позволяет регистрировать и распознавать «сорта» примерно 10 млрд.

частиц ежесекундно.

ТЕМА 9. ЯДЕРНЫЙ ТОПЛИВНЫЙ ЦИКЛ

Проблемы взаимодействия и влияния энергетики на окружающую среду приобретают все большее значение в последнее время. То, как именно удастся решить эти проблемы, во многом определит дальнейшее развитие общества, в том числе в ближайшем будущем.

Проблемы глобальной энергетики бросают вызов человеческой изобретательности. Что будет основным источником энергии в будущем? Нефть? Газ? Атомная энергия? Термоядерный синтез? Или возобновляемые источники?

Основным источником энергии в настоящее время является тепловая энергетика, основанная на сжигании ископаемого твердого и жидкого топлива. Ядерная энергетика занимает второе место. Альтернативные источники энергии, если не учитывать гидроэнергетику, имеют, скорее, политическое значение, но прогрессируют очень быстро.

Мировые запасы энергоресурсов оцениваются величиной около 2·1013 т у. т. (топливо с калорийностью 7000 ккал/кг). Иногда в таких глобальных расчетах используют единицу Q = 2,52·1017 ккал = = 3,6·1010 т у. т. В этих единицах запасы энергоресурсов составляют 355Q.

Из этого количества примерно 1/3, т. е. приблизительно 4,3·1012 т у. т., может быть извлечена с использованием современной техники при умеренной стоимости добычи. С другой стороны, современные потребности в энергоносителях составляют 1,1·1010 т у. т./год и растут со скоростью 34% в год, т. е. удваиваются каждые 20 лет.

Легко оценить, что органические ископаемые ресурсы, даже если учесть вероятное замедление темпов роста энергопотребления, будут в значительной мере израсходованы в текущем веке.

Отметим, что при сжигании ископаемых углей и нефти, обладающих сернистостью около 2,5%, ежегодно образуется до 400 млн. т сернистого газа и окислов азота, т. е. около 70 кг вредных веществ на каждого жителя Земли в год.

Запасы урана в земной коре оцениваются огромной цифрой – 10 т. Однако основная масса этого богатства находится в рассеянном состоянии в гранитах, базальтах. В водах Мирового океана количество урана существенно меньше – 4·109 т.

Однако богатых месторождений урана, где добыча была бы недорога, известно сравнительно немного. Поэтому массу ресурсов урана, которую можно добыть при современной технологии и при умеренных ценах, оценивают лишь в 108 т. Ежегодные потребности в уране составляют, по современным оценкам, всего 104 т естественного урана. Так что беспокоиться о его дефиците для целей энергетики в ближайшее тысячелетие не следует.

Многие развитые страны пытаются сегодня использовать именно последнее, но, сталкиваясь с новыми проблемами, возвращаются к ядерной энергетике и исследованиям в области управляемого термоядерного синтеза.

В Беларуси развитие энергосберегающих технологий также является приоритетным направлением развития науки, технологий и техники. Присоединение к Киотскому протоколу – подтверждение того, что и наша страна озабочена экологическими проблемами. Сохранение текущего количества вредных выбросов, в частности окислов азота, может привести к катастрофическим последствиям для здоровья нации.

И хотя ядерная энергетика не отнесена этим документом к экологически чистым способам производства энергии, для нас сегодня нет альтернативы. Если мы хотим обеспечить энергетическую безопасность страны – АЭС у нас будет. Уже начаты предварительные расчеты, подобрана подходящая площадка для возможного строительства.

В современных ядерных реакторах для получения энергии повсеместно используется реакция деления ядра урана-235 под действием нейтронов (рис. 56).

Рис. 56. Деление ядра урана-235 при цепной реакции Возможно также применение изотопов искусственных нуклидов плутония-239 и -241 и урана-233. Если использовать источник быстрых нейтронов, то эффективно делиться начинают более дешевые материалы, в том числе уран-238 или изотопы тория, широко распространенные в природе. Однако технически этот процесс весьма сложен и опасен, т. к. быстрые нейтроны обладают чрезвычайно высокой проникающей способностью, а управление реактором становится весьма сложным процессом.

Физически для работы ядерного реактора необходимо реализовать так называемую цепную реакцию, в которой на каждый поглощенный делящимся веществом нейтрон испускается больше вторичных нейтронов. При этом хотя бы один из них должен опять поглотиться в активной зоне.

Все известные в настоящее время вещества, пригодные для реализации цепной реакции, радиоактивны, более того, сами являются источниками нейтронов. Под действием захваченного нейтрона ядро тяжелого элемента делится на две части (осколка), отношение масс которых обычно (для часто используемых элементов) близко к 95/140. Выделяющаяся при этом в каждом акте деления энергия, которая примерно равна 200 МэВ, превращается сначала в кинетическую энергию продуктов, а в конечном итоге – в тепло. Распределение энергии распада по различным каналам для урана-235 дано в табл. 7.

Распределение энергии распада ядра урана в цепной реакции Зависимость сечения реакции деления от энергии нейтронов имеет убывающий вид: E–1/2, на нее накладывается много резонансов. Наиболее важным среди них в области тепловых нейтронов является резонанс в точке E = 0,3 эВ.

Сечения деления ядер нейтронами различных энергий можно определить по специальным таблицам, содержащим хорошо проверенные экспериментальные данные. Аналитический расчет дает весьма приближенные значения.

Для 235U образовавшиеся нейтроны, составляющие спектр нейтронов деления, могут обладать различной энергией в диапазоне от 0,5 до 15,0 МэВ. Среднее значение энергии нейтронов деления равно 1,93 МэВ. Поскольку в этой области сечение реакции невелико, необходимо замедление нейтронов до энергии наиболее выгодного резонанса.

Следует отметить, что образующиеся осколки, как правило, сами радиоактивны. Часть из них является также источником нейтронов, которые называют запаздывающими в отличие от тех, которые образуются непосредственно при делении тяжелых нуклидов (мгновенные нейтроны). Характеристики запаздывающих нейтронов зависят от природы осколков. Обычно запаздывающие нейтроны делят на групп по следующим параметрам: T – среднее время жизни осколков, i – доля запаздывающих нейтронов среди всех нейтронов деления, i/ – относительная доля запаздывающих нейтронов данной группы, E – кинетическая энергия запаздывающих нейтронов.

Для урана-235 выделяют 6 групп запаздывающих нейтронов (табл. 8).

Запаздывающие нейтроны в цепной реакции деления урана- Благодаря наличию запаздывающих нейтронов имеется возможность эффективного управления цепной реакцией. Очевидно, что время срабатывания систем управления должно быть меньше времени запаздывания нейтронов.

Рассмотрим основные соотношения, характеризующие протекание цепной реакции деления.

Коэффициент размножения на быстрых нейтронах. Если в среде есть быстрые нейтроны, они будут взаимодействовать со средой, в том числе с ядрами 238U, если их энергия выше порога деления (1 МэВ). При этом возможно образование новых быстрых нейтронов, но их энергия будет уже меньше порога деления. Коэффициентом размножения на быстрых нейтронах () называют число нейтронов, ушедших под порог деления 238U, на один быстрый нейтрон, возникший при делении ядер 235U.

Величина тем больше, чем больше доля 238U в топливе. Имеется оценка max = 1,35 (если доля 238U приближается к 100%). Для реальных тепловых реакторов = 1,01–1,03, хотя доля 238U в них составляет 95%.

Вероятность избежать радиационного захвата. Если в среде есть нейтроны, энергия которых меньше порога деления 238U, то за счет рассеяния на ядрах среды они, теряя энергию, попадают в область энергии, в которой находятся гигантские резонансы сечения захвата 238U. Обозначим – вероятность избежать такого радиационного захвата. Очевидно, что тем больше, чем быстрее нейтронам в процессе замедления удастся преодолеть резонансную область; уменьшается при увеличении доли ядер 238U в среде. В обычном гомогенном реакторе 0,65, а в специально сконструированном гетерогенном поднимается до значения 0,93.

Коэффициент теплового использования () – это доля захваченных в топливе нейтронов от числа образующихся. Этот параметр относится к тепловым нейтронам.

Количество испускаемых 235U быстрых нейтронов. Не всякое поглощение нейтрона в реакторе приводит к делению ядра тяжелого изотопа и испусканию новых быстрых нейтронов. Введем величину тэф, равную количеству вторичных быстрых нейтронов деления на один тепловой нейтрон, поглощенный в топливе. Параметр тэф принимает тем большее значение, чем выше доля 235U в топливе.

Жизненный цикл нейтронов. Рассмотрим тепловой ядерный реактор, активная зона которого достаточно велика (бесконечна) и однородна (гомогенна).

Пусть на некотором этапе цепной реакции в рассматриваемой среде присутствует N1 быстрых нейтронов деления первого поколения. За счет взаимодействия с ядрами 238U под порог деления этих ядер (1 МэВ) уйдет N1 нейтронов ( – коэффициент размножения на быстрых нейтронах).

В результате рассеяния на ядрах среды эти нейтроны будут замедляться и попадут в область промежуточных энергий. Миновать эту область, избежав поглощения ядрами 238U, удастся N1 нейтронам.

Часть этих нейтронов, которые теперь стали тепловыми, будет захватываться ядрами рабочего вещества топлива. Количество захваченных в топливе нейтронов будет равно N1.

Некоторые из нейтронов, захваченных в топливе, инициируют деление ядер 235U и появление новых быстрых нейтронов. Количество нейтронов второго поколения N2 = тэфN1.

Можно вывести коэффициент размножения нейтронов в бесконечной гомогенной среде:

где Ni – число нейтронов i-го поколения.

Это так называемая формула четырех сомножителей. Ее используют и для конечных сред, вводя коэффициент Р 1, учитывающий вероятность избежать утечки из активной зоны:

Ядерный реактор – это техническая установка, в которой осуществляется самоподдерживающаяся цепная реакция деления тяжелых ядер с освобождением энергии. Ядерный реактор состоит из активной зоны и отражателя, размещенных в защитном корпусе (рис. 57). Активная зона содержит ядерное топливо в виде топливной композиции в защитном покрытии и замедлитель. Топливные элементы обычно имеют вид тонких стержней. Они собраны в пучки и заключены в чехлы.

Такие сборные композиции называются сборками, или кассетами.

Рис. 57. Схематическое устройство гетерогенного 1 – тепловая защита; 2 – биологическая защита;

Тепловыделяющий элемент (ТВЭЛ) – главный конструктивный элемент активной зоны гетерогенного ядерного реактора, содержащий ядерное топливо. В ТВЭЛах происходит деление тяжелых ядер 235U, 239Pu или 233U, сопровождающееся выделением тепловой энергии, которая затем передается теплоносителю. ТВЭЛы состоят из топливного сердечника, оболочки и концевых деталей. Тип ТВЭЛа определяется типом и назначением реактора, параметрами теплоносителя. ТВЭЛ должен обеспечить надежный отвод тепла от топлива к теплоносителю.

В большинстве современных промышленных реакторов (ВВЭР, РБМК) ТВЭЛ представляет собой стержень диаметром около 2 см и длиной несколько метров (рис. 58).

Рис. 58. Устройство ТВЭЛа реактора РБМК:

ТВЭЛы конструктивно объединяются в сборки из десятков элементов (рис. 59), а сборки помещают в активную зону реактора (рис. 60).

Рис. 59. Тепловыделяющая сборка реактора РБМК:

Рис. 60. Активная зона реактора с удаленной защитой Реактор характеризуется десятками параметров, но важнейшими для понимания принципов его работы являются:

1. Критический объем ядерного реактора – объем активной зоны реактора в критическом состоянии, т. е. минимальный объем, обеспечивающий протекание самоподдерживающейся цепной реакции.

2. Критическая масса – масса делящегося вещества реактора, находящегося в критическом состоянии.

Наименьшей критической массой обладают реакторы, в которых топливом служат водные растворы солей чистых делящихся изотопов с водяным отражателем нейтронов. Для 235U эта масса равна 0,8 кг, для 239Pu – 0,5 кг. Теоретически наименьшей критической массой обладает 251Cf, для которого эта величина составляет всего 10 г.

С целью уменьшения утечки нейтронов активной зоне придают сферическую или близкую к сферической форму, например короткого цилиндра или куба, т. к. эти фигуры обладают наименьшим отношением площади поверхности к объему.

Объемы современных энергетических реакторов могут достигать сотен кубических метров и определяются, главным образом, не условиями критичности, а возможностями теплосъема.

Для начала цепной реакции обычно достаточно нейтронов, рождаемых при спонтанном делении ядер урана. Возможно также использование внешнего источника нейтронов для запуска реактора, например, смеси Ra и Be, 252Cf или других веществ, что ускоряет этот этап.

3. Реактивностью называют способность реактора к самостоятельному запуску или изменению мощности при повышении потока нейтронов. Реактивность меняется в процессе эксплуатации, уменьшаясь вследствие отравления реактора нежелательными продуктами распада.

Важнейшим из таких продуктов является ксенон-135 (Т1/2 = 9,1 ч, сечение поглощения нейтронов 2,6·106 барн), образующийся, как правило, при распаде изотопа йода-135 (Т1/2 = 6,8 ч) – осколка ядра урана.

Эффект снижения реактивности вследствие влияния на реакцию ксенона называют йодной или ксеноновой ямой. Этот процесс приводит к временному появлению значительной отрицательной реактивности, что, в свою очередь, делает невозможным вывод реактора на проектную мощность в течение определенного периода (около 1–2 суток).

Возможно, попытки слишком быстро изменить мощность реактора стали причиной аварии на Чернобыльской АЭС.

Отбор тепла из реактора осуществляют следующим образом (рис. 61). Вдоль топливных элементов прокачивают теплоноситель, который принимает тепло ядерных превращений. Теплоноситель двигается по контуру циркуляции за счет работы насосов либо под действием сил Архимеда и, проходя через теплообменник либо парогенератор, отдает тепло теплоносителю внешнего контура.

Рис. 61. Схема работы атомной электростанции на двухконтурном водо-водяном энергетическом реакторе (ВВЭР) 9.4. Классификация ядерных реакторов Ядерные реакторы делятся на несколько групп:

– в зависимости от средней энергии спектра нейтронов – на быстрые, промежуточные и тепловые;

– по конструктивным особенностям активной зоны – на корпусные и канальные;

– по типу теплоносителя – на водяные, тяжеловодные, натриевые;

– по типу замедлителя – на водяные, графитовые, тяжеловодные.

Для производства электроэнергии применяются:

– водо-водяные реакторы с некипящей или кипящей водой под давлением;

– уран-графитовые реакторы с кипящей водой или охлаждаемые углекислым газом;

– тяжеловодные канальные реакторы.

В перспективе будут широко применяться реакторы на быстрых нейтронах, охлаждаемые жидкими металлами (натрий, литий и др.), в которых принципиально реализуем режим воспроизводства топлива, т. е. создания количества делящихся изотопов плутония-239, превышающего количество расходуемых изотопов урана-235. Параметр, характеризующий воспроизводство топлива, называется плутониевым коэффициентом. Он показывает, сколько атомов 239Pu создается при реакциях захвата нейтронов в 238U на один атом 235U, захватившего нейтрон и претерпевшего деление или радиационное превращение.

Такие экспериментальные реакторы уже существуют, но сведения о них практически не публикуются.

Водо-водяные реакторы с водой под давлением (ВВЭР) наиболее распространены, в том числе на флоте. Они компактны, просты и надежны в эксплуатации. Вода, служащая в них теплоносителем и замедлителем нейтронов, дешева, неагрессивна.

Эти реакторы называются иначе легководными. Они имеют форму цилиндрического сосуда высокого давления. Активная зона состоит из топливных сборок и подвижных элементов управления и защиты. Вода охлаждает корпус, пространство под активной зоной, двигается вверх вдоль топливных элементов и отводится в контур циркуляции. Тепло передается в парогенераторах воде второго контура, работающего при более низком давлении. Движение воды по контуру обеспечивается работой циркуляционных насосов либо за счет движущего напора естественной циркуляции.

9.5. Элементы и общая схема ядерного топливного цикла 9.5.1. Схема полного замкнутого ядерного цикла Рис. 62 иллюстрирует схему полного замкнутого ядерного цикла.

Цикл включает добычу урановой руды, выделение двуокиси урана как основного содержащего уран компонента, обогащение полученного концентрата, изготовление ядерного топлива, его использование в реакторе, переработку и утилизацию отработанного топлива. На всех этапах цикла особое внимание уделяется проблемам безопасности.

Рис. 62. Схема полного замкнутого ядерного цикла:

ХНО – хранилище низкоактивных отходов; 1 – движение чистой двуокиси урана;

2 – движение двуокиси плутония; 3 – движение отходов переработки;

9.5.2. Добыча руды Все начинается с добычи урана или тория. Их известные месторождения в среднем имеют концентрацию рудных минералов от 0, до 0,5% (от 0,82 до 4,10 кг на 1 т руды). Крупнейшие месторождения урансодержащих минералов обнаружены в Центральной и Южной Африке, в Канаде около озера Большого Медведя в Онтарио, в Австралии. Руда с низким содержанием урана добывалась в большом количестве на плато Колорадо в США с 1940 г.

После добычи урановая руда размельчается и отделяется от породы. Обычно для этого используют процесс флотации. Переработанный уран представляет собой концентрат оксида урана (U3O8).

9.5.3. Конверсия Концентрат оксида урана доставляется на завод переработки, где из него получают гексафторид урана (UF6). Это удобная форма для дальнейшего изотопного обогащения с использованием процесса газовой диффузии, т. к. UF6 сублимируется (переходит из твердого состояния непосредственно в газообразную стадию, минуя жидкую фазу) при Т = 53°С.

9.5.4. Хранение низко- и среднеактивных отходов В ядерном топливном цикле нарабатываются большие объемы твердых и жидких низко- и среднеактивных отходов. Хранилища для этих отходов устраиваются в виде отвалов, карт и отстойников. Как правило, они находятся рядом с добывающими или перерабатывающими предприятиями.

9.5.5. Обогащение UF6 помещается в контейнеры и доставляется на газодиффузионный обогатительный завод. Здесь содержание 235U доводят до 5% для реакторов на тепловых нейтронах и до 25% – на быстрых.

Обогащенный уран превращается в диоксид урана (UO2). После этого осуществляют аффинаж (очистка от примесей и повышение концентрации), затем сырье отправляют на завод для изготовления ТВЭЛов.

9.5.6. Изготовление топлива UO2 и РuО2, предназначенные для реакторов, превращают горячим прессованием в топливные таблетки. После обработки их помещают в трубки из циркония. Определенное число трубок соединяют вместе при помощи соответствующих связывающих пластинок, фитингов и прокладок, образуя топливную сборку, или ТВЭЛ.

9.5.7. АЭС Сборки доставляются на АЭС и размещаются на складе свежего топлива. Удаляемые старые топливные сборки выводятся в канал, соединяющий полость реакторной шахты с бассейном для выгоревшего топлива. На освободившиеся места ставят свежие сборки. Использованные сборки передвигаются в свободные ячейки в бассейне выдержки. Бассейн заполнен обычной водой, которая поглощает излучение от отработанных сборок и охлаждает их, поскольку при распаде содержащихся в них радиоактивных материалов выделяется значительное количество тепла.

Чтобы перезагруженный реактор заработал, как правило, необходим источник нейтронов. Им служат, например, полоний-бериллиевые стержни, которые помещают в активную зону. Предусмотрены также графитовые управляющие стержни, которые поглощают нейтроны: чем глубже они погружены в активную зону, тем меньше мощность реактора.

9.5.8. Приреакторное хранилище Технология ядерного топливного цикла требует, чтобы от одной трети до одной четверти топливных сборок заменялось ежегодно.