Бетон в защите ядерных установок - Излучения ускорителей тяжелых частиц средних энергий

В исследованиях структуры ядер большое применение получили ускорители заряженных частиц — каскадные генераторы, ускорители Ван де Граафа, циклотроны и т. д. Эти установки рассчитаны на ускорение протонов, дейтронов, альфа-частиц или тяжелых ионов до средних энергий (менее 20 Мэв). В качестве мишеней применяют тонкие слои, содержащие дейтерий, тритий, литий, бериллий, фтор и другие элементы, взаимодействие ядер которых с соответствующей заряженной частицей приводит к образованию нейтрона нужной энергии. Тип используемой реакции в значительной мере зависит от энергии ускоряемых частиц. Разобьем все установки такого типа на две подгруппы. К первой подгруппе относятся каскадные ускорители и ускорители Ван де Граафа, ускоряющие частицы до энергии 4—6 Мэе. Ко второй подгруппе — циклотроны, ускорители с перезарядкой и др., ускоряющие частицы до энергий 10—30 Мэе.
В первом случае возможны реакции типа Т (d, п) Не4; D (d, п) Не3; Т (р, п) Не3; Li7 (р, п) Be7 и др. [9—12]. С повышением энергии заряженной частицы появляется энергетическая возможность реакций на более тяжелых ядрах. В табл. 2.9 приведены свойства некоторых реакций типа (р, п), энергетический порог реакции и энергия реакции.
Таблица 2.9
Свойства реакции (р, п)

Естественно, проектировать защиту ускорителя нужно таким образом, чтобы она была рассчитана на возможность работы с любыми реакциями, которые можно получить на данном ускорителе. Поэтому целесообразно рассмотреть две реакции с максимальным выходом нейтронов:

Реакция Li7 (р, п) Be7 имеет порог Епор = 1,88 Мав. В ней образуются нейтроны под углом Θ = 0 с энергией Еп — Ер — Епор. Зависимость величины сечения этой реакции от энергии налетающих протонов приведена на рис. 2.7 [9, 13, 14]. При расчете толщины защитных стен необходимо учитывать также анизотропию вылета образующихся в этой реакции нейтронов (рис. 2.8).

Рис. 2.7. Зависимость полных сечений реакций с протонами и дейтонами от их энергии:
I — т (р, п) Hcs; II — D (d, n) He’; III — Li7 (p.n) Be.
Реакция Т (р, п) Не3 весьма полезна для получения моно- энергетических нейтронов и более удобна, чем реакция Li7 (р, n) Be7, из-за более низкого порога реакции, большего сечения и монохроматичности нейтронов в широком интервале энергий. Угловые зависимости для образующихся в реакции нейтронов приведены на рис. 2.9 [9].
Энергию нейтронов, вылетающих под углом, можно оценить как En = Ер — 1 Мэв. При высоких энергиях протонов в реакциях (р, ή) могут образовываться немоно- энергетические нейтроны, что связано с возбуждением высокоэнергетических ядерных уровней и возникновением конкурирующих реакций.
Подсчет толщины бетонной защиты ускорителей первого типа целесообразно вести по наиболее проникающим нейтронам, которые принципиально могут возникать на данной установке. В этом смысле весьма существенны реакции, протекающие с участием дейтронов D (d, η) Не3 и Т (d, η) Не3. Реакция D (d, n) Не изотермическая. Энергия реакции Q = 3,28 Мэв. Эта реакция лает заметный выход нейтронов уже при энергии дейтронов 50 кэв. Энергия нейтронов, получаемых в реакции, зависит от энергии дейтронов и угла вылета:
(2.33)
При реакции можно получать нейтроны энергии 1,65 Мэв и выше. Максимальная энергия нейтронов, соответствующая углу Θ = 0°, при заданной энергии дейтронов равна приблизительно Еп = Еd + Q. Для нейтронов, вылетающих под углом Θ = 90°:
(2.34)
Диапазон изменения энергии нейтронов с увеличением угла вылета возрастает при увеличении энергии дейтронов. Так, для дейтронов энергии 4 Мэв энергия нейтронов меняется от 1,65 до 7,3 Мэв. Но с увеличением энергии возрастает и анизотропия вылета нейтронов (рис. 2.10) [15].

Рис. 2.8. Угловое распределение нейтронов, образующихся в реакции Li (р, п) Ве7 (лабораторная система координат).
Чтобы получить реакции на ускорителях, заряженные частицы после ускорения направляются на мишень. Мишени из дейтерия или трития могут быть ледяные, газовые или из металлов, например циркония, пропитанных дейтерием или тритием. В зависимости от толщины мишени может меняться выход нейтронов. Наибольшего выхода можно добиться с толстыми мишенями. Однако в этом случае из-за замедления налетающих дейтронов в материале мишени снижается моноэнергетичность нейтронов. На рис. 2.11 [16] приведены выходы нейтронов для некоторых мишеней при реакции с дейтронами.

Рис. 2.9. Дифференциальные сечения выхода нейтронов в реакции Т(р, н) Не.
Бомбардировка лития дейтронами, как видно из рис. 2.11, дает очень хороший выход нейтронов. Реакция может идти по двум каналам: Li7 (d, п) 2Не4 и Li7 (d, п) Be8.

Энергии реакций 15,05 Мэв и 14,91 Мэв, поэтому получаемые нейтроны, хотя и не в достаточной мере монохроматические, имеют большую энергию. Именно для получения нейтронов энергии 15—20 Мэв и применяется эта реакция.
Энергию образующихся нейтронов можно вычислить из соотношения

(2.35)

Радиационная длина Х0 и критическая энергия EK для различных веществ

 В табл. 2.20 представлены также величины энергий Ек, при которых потери энергии электронами на ионизацию среды и вследствие торможения в среде равны. В тех случаях, когда энергия электронов превышает критическую энергию Ек, преобладают потери на тормозное излучение.
Энергетический спектр нейтронов характеризуется отношением потока нейтронов с энергиями от 80 до 300 Мэе к потоку нейтронов с энергиями более 300 Мэе, которое приблизительно равно 8 для Ев = 45 Гэв 1311.
Пространственное распределение нейтронов высоких энергий плохо изучено. Известная направленность потока нейтронов вперед по направлению движения фотона характеризуется величиной угла (приблизительно 0,5 рад) [8]. Под таким углом плотность потока нейтронов в два раза меньше, чем в направлении движения фотона (Θ = 0).