Рисунок 2 - Разброс альфа-частиц по длине пробега в веществе
Ионизирующую способность излучения можно охарактеризовать линейной плотностью ионизации . Она представляет собой отношение числа пар ионов N, образуемых заряженной частицей к длине пройденного ею пути l.
Полная ионизация для α-частиц составляет несколько сот тысяч пар ионов.
Чем больше энергия α-частицы, тем больше ее пробег и больше образованных пар ионов. Линейная плотность ионизации также зависит от энергии α-частицы, но зависимость обратная — чем меньше энергия частицы, а, следовательно, и скорость, тем больше вероятность взаимодействия ее с орбитальными электронами.
Линейная плотность ионизации воздуха вдоль пробега α-частицы показана на рисунке 3.
Рисунок 3 - Линейная плотность ионизации воздуха вдоль пробега α-частицы
Из рисунка видно, что линейная плотность ионизации распределяется неравномерно, возрастает к концу пути, а затем резко падает до нуля. Например, α-частица с энергией 4,8 МэВ в воздухе вначале пути образует 2·104 пар ионов/см, а в конце пути 6·104 пар ионов/см. Увеличение плотности ионизации в конце пути с последующим резким уменьшением до нуля объясняется тем, что α-частица, испытывая торможение, по мере движения в веществе теряет свою скорость; следовательно, увеличиваются время прохождения ее через атом в конце пути и, соответственно, вероятность передачи электрону энергии, достаточной для его вырывания из атома. Когда же скорость α-частицы становится сравнимой со скоростью движения атомов вещества, то α-частица захватывает и удерживает сначала один, а затем и второй электрон и превращается в атом гелия — ионизация прекращается.
Несмотря на высокие значения энергий α-частиц, их проникающая способность и пробег крайне малы, например, в воздухе от 4 до 10 см, а в мягких тканях человека, в жидких и твердых веществах будет составлять несколько микрон. Максимальный пробег α-частиц в воздухе при изменении энергии от 1 до 10 МэВ меняется от 0,52 до 10,5 см и при Еα = 5 МэВ составляет 3.52 см, а в биологической ткани меняется от 7,2· 10-1 до 1,2· 10-2 см, при Еα = 5 МэВ Rmax = 4,4· 10-3 см.
Вследствие малого пробега альфа-излучение не представляет для человека опасности при наружном облучении. Альфа-частицы полностью поглощаются в роговом слое кожи, поэтому основную опасность представляют только при попадании внутрь - при вдыхании, заглатывании или поступлении в кровь через открытую рану α-активных радионуклидов.
Только при больших энергиях (свыше 7,5 МэВ) пробег альфа-частиц в биологической ткани может превысить толщину слоя эпидермиса кожи (
70 мкм) и достичь чувствительных клеток организма.
Попадание альфа-активных изотопов внутрь организма через органы дыхания, желудочно-кишечный тракт и поврежденную кожу чрезвычайно опасно. Поэтому дозиметрия альфа-излучения является актуальной задачей. Особенно это касается измерения степени загрязненности воздуха, воды и продуктов питания.
Таким образом, для защиты от внешних потоков альфа-частиц достаточно тонких защитных экранов (тонкой фольги, листа бумаги и т.п.). Основным средством защиты кожных покровов являются хирургические перчатки.
Основным средством защиты органов дыхания являются респиратор ШБ-1 «Лепесток Л-200» и пневмосредства (пневмомаска, пневмокуртка или пневмокостюм).
2 Методы регистрации ионизирующих излучений
В настоящее время существует множество методов регистрации ионизирующих излучений: ионизационный, сцинтилляционный, люминесцентный, фотографический, полупроводниковый, калориметрический, химический, активационный. Выбор того или иного метода производится с учетом вида излучения и той информации, которую хотят получать: простое обнаружение излучения, измерение энергии частиц, определение активности и т. д. В соответствии с поставленными задачами выбирают тип измерительных приборов. Для измерения активности и плотности потоков ионизирующих излучений используют радиометры, для определения дозы излучений — дозиметры, для нахождения распределения излучения по определенным параметрам (энергии, заряду, массе) — спектрометры.
2.1 Приборы радиационного контроля
При построении приборов радиационного контроля наибольшее распространение получили ионизационный, сцинтилляционный и полупроводниковый методы дозиметрии ионизирующих излучений.
Прибор для регистрации любого вида ионизирующего излучения состоит из детектора и измерительной аппаратуры. Детектор включает в себя чувствительный объем, в котором энергия излучения в процессе взаимодействия излучения с веществом преобразуется в другой вид энергии, удобный для измерения. Вещество чувствительного объема может быть газом, жидкостью или твердым телом, соответственно детекторы называются газовыми, жидкостными или твердотельными.
В ионизационных детекторах измеряется ионизация регистрируемым излучением газового чувствительного объема. В полупроводниковых детекторах измеряется ионизация в твердотельном чувствительном объеме. В сцинтилляционных детекторах (твердых, жидких, газовых) регистрация излучения происходит благодаря вспышке, возникающей под действием излучения. В фотодетекторах регистрация излучения становится возможной благодаря образованию при действии его на фотоэмульсию центров скрытого изображения.
Основной характеристикой детектора является эффективность регистрации излучения, равная отношению энергии, поглощенной в чувствительном объеме, к энергии излучения, проходящей через этот объем.
Измерительная аппаратура характеризуется, прежде всего, чувствительностью, определяемой минимальным уровнем регистрируемого сигнала детектора. Попытки увеличить чувствительность измерительной аппаратуры приводят к увеличению ее габаритов и массы. Чтобы избежать этого, конструкторы дозиметрических приборов стремятся использовать такие детекторы, которые обладают физическим или химическим механизмом усиления первичного эффекта (газовый разряд в счетчике, вторичная электронная эмиссия в сцинтилляционном блоке детектирования, проявление в фотодетекторе).
2.2 Ионизационный метод
Метод регистрации называется ионизационным именно потому, что в детекторе излучения используется процесс ионизации. Под ионизацией понимают процесс вырывания электрона из атома, который в результате этого превращается в положительный ион.
В отсутствие электрического поля в чувствительном объеме ионизационного детектора при постоянной интенсивности излучения устанавливается равновесная концентрация ионных пар, которую находят из условия равенства скоростей ионизации газа и рекомбинации.
Если к электродам детектора приложена разность потенциалов, то в измерительном объеме возникает электрическое поле, под действием которого положительные ионы перемещаются к отрицательному электроду, а отрицательные - к положительному электроду. В результате этого в цепи потечет электрический ток. Сила тока при определенных условиях пропорциональна интенсивности излучения, воздействующего на газ, что и позволяет использовать ионизационный метод для регистрации ионизирующего излучения.
Энергия заряженной частицы, потерянная в чувствительном объеме ионизационного детектора, определяется по числу созданных ей пар положительных и отрицательных ионов и энергии образования одной пары ионов. Для воздуха в широком диапазоне энергий заряженных частиц энергия образования одной пары ионов принимается равной 5.42·10-18 Дж (33,85 эВ).
На заряд е в электрическом поле напряженностью Е действует сила, равная е·Е. Под действием этой силы и происходит перемещение положительных ионов к отрицательному электроду, а отрицательных ионов - к положительному электроду.
При еще большем увеличении напряженности электрического поля в измерительном объеме детектора скорость перемещения электронов под действием поля возрастает настолько, что электрон на длине свободного пробега (до столкновения) разгоняется до энергии, превышающей потенциал ионизации атомов и молекул газа. Неупругие столкновения с таким электроном приводят к ионизации атомов или молекул, называемой ударной ионизацией. Этот процесс увеличивает число образующихся в газовом объеме пар ионов и является механизмом газового усиления ионизационного эффекта регистрируемого излучения.
Ионизационный метод регистрации используется в ионизационных камерах и газоразрядных счетчиках. Ионизационными камерами называют ионизационные детекторы с низкими значениями напряженности электрического поля в чувствительном объеме, недостаточными для возникновения ударной ионизации. Газоразрядными счетчиками называют детекторы с высокими значениями напряженности электрического поля, использующие механизм газового усиления. В этом состоит их принципиальное отличие от ионизационных камер.
2.2.1 Ионизационные камеры
Ионизационная камера представляет собой газонаполненный ионизационный детектор ионизирующего излучения, в котором электрическое поле используется для собирания без газового усиления зарядов (в рабочем объеме ионизационной камере не происходит размножения носителей заряда за счет процессов ударной ионизации, возникающих в чувствительном объеме под действием излучения).
Ионизационная камера состоит из двух изолированных электродов, к которым приложена определенная разность потенциалов от источника постоянного напряжения, а пространство между электродами заполнено воздухом или каким-либо газом (азотом, углекислым газом и пр.). Таким образом, ионизационная камера является своеобразным воздушным конденсатором.
Ионизационные камеры могут иметь плоскую (плоскопараллельную), цилиндрическую или сферическую форму. Наибольшее распространение получили цилиндрические камеры.
При включении ионизационных камер часто используются различные устройства усиления выходного сигнала (производится только во внешней цепи).
Рисунок 4 - Принципиальная схема включения ионизационной камеры
Под действием излучения в рабочем объеме камеры (пространстве между электродами) образуются электроны и положительные ионы (в дальнейшем для краткости электроны тоже будем называть ионами, тем более, что они часто присоединяются к нейтральным молекулам ("прилипают") с образованием отрицательных ионов, например, О2-. Если разность потенциалов между электродами ионизационной камеры равна нулю, то образовавшиеся ионы совершают, подобно нейтральным молекулам, хаотическое броуновское движение. Так как на них не действует внешнее электрическое поле, то их движение не носит направленного характера. При этом ионы могут сталкиваться друг с другом и вновь образовывать нейтральные молекулы (рекомбинировать). По истечении некоторого времени после начала облучения в камере устанавливается динамическое равновесие (скорость образования ионов и скорость их рекомбинации уравниваются). Поэтому число образующихся (n) и число рекомбинирующих (nр) ионов в единицу времени в единице объема камеры равны между собой: n = nр
Ионы, разряжающиеся на электродах, образуют ток во внешней цепи ионизационной камеры. Этот ток называется ионизационным током. Сила ионизационного тока определяется суммарным зарядом, приносимым ионами на электроды из всего объема камеры ежесекундно (так как электрический ток по определению — это заряд, переносимый в единицу времени). Поэтому ток во внешней цепи камеры может быть определен следующим образом: I = qe · nэ · V, [A] (4)
где V — объем камеры, см3;
nэ — количество разряжающихся пар ионов из 1см3 камеры в секунду, см-3·с-1;
qe —заряд электрона, Кл.
Величина ионизационного тока зависит от числа образовавшихся и числа рекомбинировавших в камере ионов, то есть, от вероятности рекомбинации. Чем ниже вероятность рекомбинации, тем выше ионизационный ток. В предельном случае, когда рекомбинация отсутствует и nэ = n, этот ток будет равен: I=qe· V· n (5)
Когда все ионы, ежесекундно образующиеся в ионизационной камере, достигают электродов, ток камеры будет максимальным (для данной мощности дозы). Этот ток называется током насыщения.
Вольтамперной характеристикой ионизационной камеры называется зависимость ионизационного тока камеры от напряжения, приложенного к ее электродам при постоянной мощности дозы излучения.
Рисунок 5 - Вольтамперная характеристика ионизационной камеры
На представленном графике можно выделить четыре области. Рассмотрим процессы, которые определяют зависимость ионизационного тока I от напряжения U.
В начальный момент, когда напряжение на электродах равно нулю, отсутствует электрическое поле, заставляющие ионы направленно двигаться к электродам. Поэтому в камере наблюдается равновесие n = np и ток через камеру равен нулю, хотя носители заряда в камере присутствуют.
Если приложить к камере небольшое напряжение, то ионы начнут направленное движение. На участке графика от 0 до U1 количество ионов, разряжающихся на электродах (nэ), мало по сравнению с общим числом образовавшихся ионов (n). По мере увеличения напряжения на электродах камеры, вероятность рекомбинации снижается (ионы сильнее притягиваются электрическим потенциалом к электродам, чем друг к другу). Следовательно, с ростом напряжения все большая часть ионов отвлекается от процесса рекомбинации и достигает электродов. Ток камеры возрастает прямо пропорционально напряжению, подчиняясь соотношению, определяемому законом Ома. Поэтому эта область (I) вольтамперной характеристики называются областью "закона Ома".
При дальнейшем увеличении напряжения (больше U1) ток продолжает увеличиваться, но уже медленнее (не пропорционально приложенному напряжению). Происходит это потому, что при таком напряжении вероятность рекомбинации достаточно мала. Электрическое поле так сильно действует на ионы, что большая их часть не успевает рекомбинировать до того, как достигнет электродов. Уменьшается своеобразный запас свободных ионов, которые можно увеличением напряжения отвлечь от процесса рекомбинации и разрядить на электродах. Поскольку почти каждый ион и так уже достигает электродов и участвует в образовании ионизационного тока, при дальнейшем увеличении напряжения нарастание тока замедляется. По достижении напряжения U2 практически все образовавшиеся ионы достигают электродов, не рекомбинируя. Данная область (II) вольтамперной характеристики носит название "область рекомбинации". В области II рекомбинация сводится к минимуму, в отличие от области "закона Ома".
При напряжении U2 рекомбинация в камере практически отсутствует (np= 0) и все образующиеся ионы разряжаются на электродах, образуя ток во внешней цепи (n = nэ). Поскольку все носителя заряда участвуют в образовании ионизационного тока, то при дальнейшем повышении напряжения ток через камеру больше не растет. В камере наступает состояние насыщения. Интервал напряжений от U2 до U3 носит название "область насыщения". Эта область является рабочим участком вольтамперной характеристики ионизационной камеры. Напряжение питания камеры выбирают в интервале от U2 до U3, что позволяет получить наибольший ионизационный ток при определенной мощности дозы излучения.
Возрастание напряжения выше U3 приводит к дальнейшему увеличению ионизационного тока: в сильном электрическом поле свободные электроны, образовавшиеся в процессе ионизации, на длине своего пробега приобретают энергию, достаточную для ионизации нейтральных атомов газа при соударении с ними (происходит выбивание вторичных электронов из атомов первичными электронами). Этот процесс носит название ударной ионизации. Таким образом, возникает уже вторичная ионизация, не обусловленная частицами или квантами первичного ионизирующего излучения. При этом возрастает число носителей заряда по сравнению с их первоначальным количеством (np>n). Соответственно, возрастает и ток. Данная область вольтамперной характеристики называется "областью ударной ионизации" (происходит усиление сигнала в самом объеме детектора). В ионизационных камерах эта область не используется, так как камеры для этого конструкционно не приспособлены. В области ударной ионизации работают газоразрядные счетчики.
Рассмотренная зависимость характерна для определенной мощности дозы излучения. С ростом мощности дозы растет ионизация в камере, значит растет число носителей заряда, следовательно, при том же самом напряжении ток через камеру будет выше. Если построить вольтамперные характеристики одной ионизационной камеры, соответствующие разным мощностям дозы ионизирующего излучения, то образуется семейство вольтамперных характеристик этой камеры. С увеличением мощности дозы выход камеры в режим насыщения происходит при большем напряжении (U2lll> U2ll>U2l). Дело в том, что с увеличением мощности дозы растет концентрация ионов в камере, следовательно, увеличивается вероятность рекомбинации. Для того, чтобы все образовавшиеся ионы достигли электродов необходимо увеличить скорость их движения, а значит и напряжение. Поэтому при большей мощности дозы вольтамперная характеристика выходит в область насыщения позднее, при большем напряжении на электродах.
Рисунок 6 - Семейство вольтамперных характеристик ионизационной камеры
Напряжение U3, при котором начинается ударная ионизация, не зависит от мощности дозы, а лишь от свойств газа и скорости разгоняющегося электрона. Поэтому выход вольтамперной характеристики в область ударной ионизации для конкретной ионизационной камеры происходит при одном и том же напряжении U3. Вследствие этого с увеличением мощности дозы излучения горизонтальный участок вольтамперной характеристики сокращается и при определенном значении мощности дозы он исчезает совсем. Если ионизационная камера предназначена для работы в широком диапазоне мощностей доз, то рабочее напряжение должно быть несколько выше напряжения насыщения для наибольшей мощности дозы всего выбранного диапазона (чуть большим - чтобы скомпенсировать колебания напряжения питания). Для приведенного примера в диапазоне от Р1 до Р111 рабочее напряжение следует выбрать в точке U*.
Различают два режима работы ионизационной камеры: токовый и импульсный. Ионизационные камеры, работающие в токовом и импульсном режимах, называют соответственно токовыми и импульсными. Токовыми камерами измеряют средний ионизационный ток в газе. Иначе их называют интегрирующими. Импульсными камерами регистрируют отдельные заряженные частицы, попадающие в рабочий объем.
Токовый или импульсный режимы ионизационной камеры обеспечиваются электрической схемой включения, конструкцией и наполнением. Многие типы ионизационной камеры, включенные в соответствующую электрическую схему, могут работать как в токовом, так и в импульсном режимах.
2.3 Особенности регистрации альфа-излучения
Токовыми камерами измеряют активность α-источников и интенсивность α-излучения. Если определяют активность внешнего α-источника, то в корпусе токовой камеры прорезают специальное входное окно, которое закрывают тонкой пленкой слюды. Толщина пленки должна быть намного меньше пробега α-частиц в слюде, который не превышает десятка микрон.
Источник α-частиц представляет собой тонкий слой α-активного препарата, осажденного на подложку. Толщину препарата выбирают такой, чтобы энергия α-частиц Еα была намного больше потерь энергии α-частицы в самом препарате. В этом случае можно пренебречь потерями энергии в источнике и считать, что вся энергия α-частицы поглощается в окружающей среде. Размеры токовой камеры выбирают больше длины пробега α-частиц в газе. В такой камере α-частицы полностью тормозятся, и через камеру течет максимальный ток насыщения. Энергия α-частиц, испускаемых α-активными
ядрами, не превышает 9 МэВ. Пробег α-частиц с энергиями Еα <9 МэВ
укладывается в токовых камерах объемом около 1 л при давлении газа 1 атм.
Активность α-источника равна числу α-распадов за 1 с. Ее рассчитывают по току насыщения Iн. α-Частица с кинетической энергией Еα образует в рабочем объеме Еа/ε ионных пар, где ε – энергия образования ионной пары.
Токовыми камерами измеряют α-активность поверхностей производственных помещений, загрязненных радиоактивными веществами, и горных пород. Прокачивая газы через рабочий объем токовой камеры, находят их активность. Таким же методом контролируют α-активность газов на промышленных предприятиях.
2.3.1 Спектрометрия с использованием ионизационных камер
Ионизационные импульсные камеры для альфа-спектрометрического анализа делятся на ионно- и электронно-импульсные. В большинстве случаев в ионизационных альфа-спектрометрах применяют электронно-импульсные камеры - камеры с сеткой, в которых импульсы на выходе не зависят от рас-положения или от ориентации следа частицы в камере. Сетка находится между электродами и поддерживается под соответствующим промежуточным потенциалом. Собирающий электрод имеет положительный потенциал (относительно других). Образец, испускающий альфа-частицы, укрепляют на заземленном электроде. Таким образом, ионизация происходит в пространстве между заземленным электродом и сеткой. Сетка экранирует собирающий электрод от заряженных частиц в то время, когда они находятся в пространстве, между сеткой и заземленным электродом. Так как положительные ионы остаются в этом пространстве, они не индуцируют заряда на собирающем электроде. Подбирая размеры ячеек в проволочной сетке, расстояния и потенциалы между электродами, можно добиться таких условий, при которых ни один электрон не будет задержан положительной сеткой. Поскольку подвижность электронов приблизительно в 100 раз выше, чем ионов, постоянная времени таких камер составляет 0,1-0,01 мс. Для наполнения камер используют смесь аргона с метаном (5-10 %), с углекислым газом (2-4 %) и с азотом (2-4 %); причем необходима высокая чистота газа наполнителя.
3 Деление ядер
Деление ядер урана было открыто в 1938 г. немецкими учеными О. Ганом и Ф. Штрассманом. Они установили, что при бомбардировке ядер урана нейтронами возникают элементы средней части периодической системы: барий, криптон и др. Правильное истолкование этого факта именно как деления ядра урана, захватившего нейтрон, было дано в начале 1939 г. английским физиком О. Фришем совместно с австрийским физиком Л. Мейтнером. Это явление получило название деления ядер, а образующиеся ядра – осколки деления.
Деление ядер — процесс, при котором из одного атомного ядра возникают два (реже три) ядра-осколка, близких по массе. Этот процесс энергетически выгоден для всех β-стабильных ядер с массовым числом А > 100. Захват нейтрона нарушает стабильность ядра. Ядро возбуждается и становится неустойчивым, что приводит к его делению на осколки. Деление ядра возможно потому, что масса покоя тяжелого ядра больше суммы масс покоя осколков, возникающих при делении. Поэтому происходит выделение энергии, эквивалентной уменьшению массы покоя, сопровождающему деление.
Природный уран состоит из двух основных изотопов: 235U (0,7%) и 238U (99,3%). Захватывая тепловой нейтрон, ядро 235U превращается в ядро 236U с энергией возбуждения 6,4 МэВ, а порог деления 236U равен 5,8 МэВ. Следовательно, ядро 235U делится под действием нейтронов любой энергии.
Кроме 235U тепловые нейтроны делят ядра 233U и 239Рu. Ядра 233U, 235U, 239Pu и вещества (материалы), состоящие из них называют делящимися. 233U и 239Pu не встречаются в природе, поэтому их называют вторичным ядерным топливом, а 235U – первичным.
Их получают искусственно в цепочках превращений:
238U(n, σ) →239U→239Np→239Pu (6)
232Th(n, σ) →233Th→233Pa→233U (7)
При делении ядра энергия связи, приходящаяся на каждый нуклон, увеличивается на 1 МэВ и общая выделяющаяся энергия должна быть огромной — порядка 200 МэВ. Ни при какой другой ядерной реакции (не связанной с делением) столь больших энергий не выделяется. Непосредственные измерения энергии, выделяющейся при делении ядра 235U, подтвердили приведенные соображения и дали значение ≈200 МэВ. Реакцию деления можно записать (аналогично для 233U и 239Pu):
235U(n, σ) → A + B + (2÷3n) + 200 МэВ (8)
На каждое деление ядра появляется в среднем ν нейтронов деления. Число ν называют выходом нейтронов на одно деление. Оно зависит от энергии поглощаемого нейтрона. Нейтроны деления подразделяются на мгновенные и запаздывающие. Мгновенные нейтроны испускаются в момент деления, запаздывающие нейтроны — спустя некоторое время после момента деления ядра.
Выделение нескольких нейтронов является предпосылкой к попыткам осуществить лавинообразную нарастающую цепную реакцию, которая позволила бы использовать в какой-то степени энергию, выделяемую при делении тяжелых ядер.
3.1 Осколки деления
Осколки содержат значительный избыток нейтронов и поэтому являются неустойчивыми и путем β-распада будут перемещаться к концу системы Менделеева до тех пор, пока не попадут в такую область системы, где они станут устойчивыми.
Продукты деления, образующиеся при облучении делящегося материала тепловыми нейтронами, представляют собой элементы с массовыми числами от 72 до 161, т. е от цинка и до диспрозия. Акт деления, как правило, несимметричен. Вместо образования двух элементов приблизительно равной массы в действительности получаются новые элементы с наиболее вероятным соотношением масс 2:3, например 93 и 140. Легкие и тяжелые продукты деления образуются в 99% деления ядер. Общий вид зависимостей выхода продуктов деления как функции массового числа для U235 показан на рисунке 8. Кривые симметричны по отношению к массовому числу, равному 117. В результате деления образуются две группы элементов – продуктов деления: легкие с массовыми числами от 72 до 110 и тяжелые с массовыми числами от 125 до 161. Симметричное деление ядра на два осколка с примерно равными массовыми числами (110 – 125) происходит крайне редко (не более 1% случаев).
|
Скачать 211.82 Kb.