Спонтанное деление

Многие тяжелые трансурановые ядра склонны к спонтанному делению с большой вероятностью. Несколько быстрых нейтронов испускаются сразу при каждом акте деления, так что образец такого радионуклида может являться простым и удобным изотопным источником нейтронов. Другие продукты деления: тяжелые продукты деления (описывались ранее), мгновенное гамма излучение при процессе деления, бета- и гамма- активность продуктов деления, накоплены внутри образца. Изотоп в общем случае помещают в капсулу, контейнер с тонкой поверхностью, так что только быстрые нейтроны и гамма кванты могут выходить из источника.

Рис. 1.10. Энергетический спектр нейтронов при спонтанном делении ²⁵²Cf

Наиболее распространенный изотоп, для которого характерно спонтанное деление это ²⁵²Сf. Его период полураспада 2.65 лет, он достаточно длинный и поэтому является подходящим. Данный изотоп один из наиболее широко получаемых среди всех трансурановых. Доминирующим является альфа распад, альфа частица излучается около 32 раз. Выход нейтронов составляет 0.116 н/с на 1 Бк, где активность это объединение скорости альфа распада и скорости деления. Относительно единиц массы, в одном микрограмме образца образуется 2.30*10⁶ нейтр/сек. По сравнению с другими изотопными источниками нейтронов, описанными ниже, ²⁵²Cf источники включают в себя очень малое количество активного вещества (обычно порядка нескольких микрограммов) и поэтому можно изготавливать ²⁵²Cf источники малых размеров, задаваемых только требованиями к инкапсуляции.

Энергетический спектр нейтронов изображен в виде графика на рис. 1.10. Спектр имеет пик между энергиями 0, 5 и 1 МэВ, хотя выход нейтронов с такими высокими энергиями как 8 или 10 МэВ также является значительным. Форма типичного спектра деления аппроксимирована следующим выражением:

(1.6)

При спонтанном делении ²⁵²Cf константа Т в выражении (1.6) имеет значение 1, 3 МэВ (приложение 19). При каждом делении ²⁵²Cf возникает в среднем 3, 8 нейтронов, а также испускается в среднем 9, 7 гамма квантов. Большинство из них (> 85%) сравнительно быстрые высокоэнергетические гамма кванты, они испускаются в течение первой наносекунды, следующей после события деления.

5.2. Ядерная реакция (α; n)

Так как альфа частица высокой энергии может быть получена через прямой распад ряда подходящих радионуклидов, то можно изготовить небольшой автономный источник нейтронов при смешивании изотопа, излучающего альфа частицы, с подходящим материалом мишени. Несколько разных типов материала мишени могут приводить к реакции (α; n) при той энергии альфа частицы, которая легко достигается при радиоактивном распаде. Максимальный выход нейтронов может быть получен при выборе бериллиевой мишени, нейтроны образуются в результате реакции

Q = +5, 71 МэВ - энергетический выход.

Выход нейтронов в результате реакции, возникающей при бомбардировке пучком альфа частиц толстой, по сравнению с длиной свободного пробега, мишени изображен на графике Рис. 1.11. Большинство альфа частиц просто останавливается в этой мишени, только одна из 10⁴ частиц взаимодействует с ядрами бериллия.

Рис. 1.11 Выход нейтронов при взаимодействии альфа частиц с ядрам толстой бериллиевой мишени.

Фактически тот же самый выход может быть получен при использовании механической смеси альфа излучателя и бериллиевого порошка, в том случае если альфа излучатель равномерно распределен по всему бериллию в небольших относительных концентрациях. Все альфа излучатели, представляющие практический интерес – актиноиды, и исследования доказали, что сплав актиноида и бериллия является стабильным. Формула сплава MBе₁₃, где М – актинидный металл. Именно поэтому большинство нижеописанных источников изготавливается металлургическим путем в виде этого сплава. И каждая альфа частица имеет возможность провзаимодейтвовать с ядром бериллия без промежуточных потерь энергии.

В табл. 1.6. приведены некоторые наиболее часто используемые альфа излучатели и свойства соответствующих источников нейтронов. Некоторые из этих изотопов, особенно ²²⁶Ra и ²²⁷Ac, приводят к длинным цепным реакциям дочерних продуктов, что хотя и увеличивает выход альфа частиц, но вместе с тем вносит вклад и в существенный гамма фон. Поэтому данные источники непригодны в тех случаях, когда интенсивный гамма фон служит препятствием для измерений. А также, использование источников Rа-Ве и Ас-Ве требует тщательного регулирования, так как они представляют биологическую опасность в виде гамма излучения.

Оставшимся в табл. 1.6. радиоизотопам соответствуют более простые альфа распады и значительно более низкий гамма фон. Выбор между этими альтернативными изотопами первоначально основывается на доступности, цене, периоде полураспада. Если физические размеры источника не берутся в расчет, то возможно кто-то предпочтет, чтобы период полураспада был как можно короче (если это согласуется с экспериментом), соответственно удельная активность излучателя будет выше.

²³⁹Pu/Ве источники могут вероятно широко использоваться в качестве (α; n) изотопных источников нейтронов. Однако, так как 16 граммам материала соответствует активность 1 Ku, источники данного типа с размерами к несколько сантиметров имеют ограниченный выход 10⁷ нейтр/сек. Для того чтобы повысить выход нейтронов без увеличения физических размеров источника, альфа излучатели с более высокой удельной активностью должны быть заменены на излучатели с более низкой. Поэтому источники из полусинтетического ²⁴¹Аm (период полураспада 433 года) и ²³⁸Pu (период полураспада 87, 4 лет) также широко используются, когда нужен высокий выход нейтронов. Источники, использующие в качестве альфа излучателя ²⁴⁴Сm (период полураспада 18 лет), представляют собой почти идеальный компромисс между удельной активностью и временем жизни, но этот изотоп не всегда широко доступен.

Энергетические спектры нейтронов ото всех α /Ве источников похожи, и любые отклонения отображают только небольшие различия в энергии первичных альфа частиц. График спектра для ²³⁹Pu/Ве источника изображен на рис. 1.12. Различные пики и впадины на данном энергетическом распределении обусловлены тем, что остаточное ядро ¹²C может оставаться в основном и в возбужденном состояниях. Альфа частицы теряют различную энергию до взаимодействия с ядрами бериллия, однако их непрерывное энергетическое распределение будет сильно размываться благодаря альфа частицам с одинаковой энергией. Для источников, которые содержат только несколько граммов бериллия (или другого материала), спектры нейтронов, испущенных с поверхности источника, по существу такие же, что и для нейтронов, полученных в результате реакции (α; n). Для больших источников вторичные процессы нейтронного рассеяния внутри источника, (n; 2n) реакции в бериллии и процессы деления под действием нейтронов внутри плутония или другого актиноида могут объяснить некоторую зависимость энергетических спектров от размеров источника.

Так как актинидный изотоп, применяемый в качестве таких нейтронных источников, имеет высокую активность, то при их изготовлении должны быть предприняты особые меры предосторожности, чтобы убедиться в том, что материал становится безопасным после инкапсуляции. Актинидно-бериллиевый сплав обычно герметизируют внутри двух отдельно сваренных цилиндров из нержавеющей стали, расположение показано на рис. 1.13. Во внутреннем цилиндре должно быть некоторое пространство определенной протяженности, чтобы отрегулировать медленное изменение во времени газообразного гелия, происходящее после остановки и нейтрализации частиц.

Рис. 1.12. Измеренный энергетический спектр нейтронов ²³⁹Pu/Ве источника, содержащего 80 граммов изотопа.

При применении таких источников для калибровки эффективности детекторов, следует с предостережением принимать, что выход нейтронов от этих источников ослабевает точно также как период полураспада основного актинидного альфа излучателя. Небольшие количества нежелательной альфа

Рис. 1.13. Типичная конструкция с двойной стенкой для ²³⁹Pu/Ве источников.

активности свойственной как исходному радиоизотопному образцу, так и ядрам, образованным в результате распада предшествующих ядер, могут повлиять на полный выход нейтронов. Например, многие ²³⁹Pu/Ве источники изготавливаются из плутония, содержащего небольшие количества других изотопов плутония. Изотоп ²⁴¹Pu очень важен, так как он распадается в течение периода полураспада равного 13, 2 лет в изотоп ²⁴¹Аm, который является альфа излучателем. Поэтому нейтронный выход таких источников постепенно увеличивается с течением времени (пока идет накопление ²⁴¹Аm в источнике). Если доля ²⁴¹Pu составляет 0, 7%, то через год выход нейтронов увеличится на 2%.

Ряд других реакций с участием альфа частиц вряд ли могут использоваться в качестве источников нейтронов, но в основном все они дают некоторый выход нейтронов на единицу альфа активности, этот выход ниже того, который образуется в результате реакций с участием бериллия. Некоторые потенциально возможные полезные реакции перечислены в табл. 1.7. Так как энергетический выход этих реакций ниже, чем выход реакций с участием бериллия, то соответствующие им спектры нейтронов (изображенные на рис. 1.14.) имеют отчасти более низкую среднюю энергию. В частности реакция Li (α; n) с отрицательным, но более высоким по модулю выходом, приводит к образованию нейтронов со средней энергией ниже 0, 5 МэВ, что часто чрезвычайно применимо на практике. Подробности формы этого спектра приведены в приложении 28.

Рис. 1.14 Энергетические спектры нейтронов от альтернативных (α; n) источников.