Сума амортизації дисконту або премії нараховується одночасно з нарахуванням процентів.

Дата добавления: 2015-10-15; просмотров: 425

Рис. 1. 4. Процессы поглощения b-частиц

Равенство масс летящего и орбитального электронов обусловливает в одном столкновении передачу соизмеримых долей энергии. Вторичные электроны обладают энергией, достаточной для интенсивной вторичной ионизации, составляющей 70 - 80% полной ионизации в процессах поглощения β–частицы.

Разброс электронов по энергиям быстро увеличивается с углубленим в вещество, а средняя энергия электронов уменьшается. Около половины полной энергии β–частицы расходуется на ионизацию, а другая – на возбуждение.

Ионизационные потери связанны с возбуждением и ионизацией атомов и молекул среды (теория Блоха и Бете[3]). При первоначальных энергиях Е_β<0,5 МэВ, средняя потеря на ионизацию на единице длины пути, определяется уравнением:

,

1.51

где m_e – масса покоя электрона;

v – скорость электрона;

n_A – число атомов поглотителя а 1 см³ поглотителя, n_A=N₀·ρ/A ;

,

1.52

w – средняя энергия возбуждения для атомных электронов;

, нерелятивистская энергия электронов;

N₀ – число Авогадро;

ρ – плотность, г/см³ поглотителя;

А – атомная масса поглотителя.

После замены и объединения постоянных, получаем:

.

1.53

Так как изменяется относительно мало, зависит, в основном, от плотности тормозящего вещества.

При движении b-частиц через поглощающую среду происходит их торможение в кулоновском поле ядер. Пролетая рядом с ядром, она притягивается его положительным полем. Скорость ее изменяется, что сопровождается электромагнитным излучением. Энергия β–частицы уменьшается на ∆Е из-за передачи ее возникающему кванту электромагнитного излучения. Возникшее электромагнитное излучение, называется тормозным, а потери энергии – радиационными(на излучение). Средние радиационные потери энергии электронов на единицу длины пути составляют:

,

1.54

где: Z – атомный номер поглотителя; Е – энергия электрона; Ф – функция радиационных потерь.

Радиационные потери характерны для больших энергий электронов.

Полная потеря энергии электронов в поглотителе складывается из ионизационных и радиационных потерь:

.

1.55

Энергия электронов, при которой ионизационные потери в данном веществе сравниваются с радиационными, называется критической энергией.

.

1.56

Для свинца критическая энергия представляет собой: .

При движении β – частицы в прозрачной среде (воде) со скоростью превышающей скорость света в ней, в конусе, ось которого совпадает с направлением ее движения, испускается электромагнитное излучение (излучение Вавилова–Черенкова). Наблюдается как голубоватое свечение в высокоактивных (Е_β>0,6 МэВ) растворах и вокруг тепловыделяющих сборок реактора, погруженных в воду.

Скорость света в веществе с΄ зависит от показателя преломления n:

.

1.57

Для быстрых электронов потери энергии на излучение Вавилова – Черенкова составляют менее 0,1% потерь энергии на все другие процессы.

В результате прямого взаимодействия позитрона и электрона, вероятность которого велика в поглотителе из-за уменьшения кинетической энергии позитрона, возникает электронно–позитронная аннигиляция с испусканием двух фотонов с равной энергией.

Зависимость числа электронов, прошедших слой вещества, от его толщины называется функцией ослабления.

Поглощение β–частиц, при прохождении через среду подчиняется соотношению

,

1.58

где N_x– число частиц, прошедших через слой вещества;

N₀ – число входящих частиц;

x – толщина поглотителя, в м;

μ^´ – линейный коэффициент ослабления (м^-1).

Линейный и массовый коэффициенты ослабления (м²/кг) связаны отношением ,где ρ – плотность вещества поглотителя, выраженная в (кг/м³). Тогда

,

1.59

где d – толщина поглотителя, кг/м².

Интенсивность β-излучения также подчиняется экспоненциальному закону:

,

1.60

где I₀ и I_x– интенсивности до и после прохождения β–излучения через слой вещества.

Слой вещества, ослабляющий первоначальный поток β–частиц вдвое называется толщиной слоя половинного ослабления (d_1/2). Она зависит от свойств материала поглотителя:

,

1.61

где Z – порядковый номер вещества поглотителя; А – атомная масса вещества поглотителя; Е_мах – максимальная энергия β-спектра.

Проникающая способность электронов β–излучения характеризуется величиной максимального пробега R_мах,равной минимальной толщине поглотителя, при которой полностью задерживаются β–частицы с начальной энергией равной максимальной энергии β-спектра (таб. 1.10).

Таблица 1.10.

Проникающая способность электронов β–излучения.

E<0,05 МэВ	0,15<E<0,8 МэВ	Е>0,8 МэВ	0,3 до 3 МэВ

Например, для полного поглощения потока бета-частиц, обладающих максимальной энергией 2 МэВ, требуется защитный слой алюминия толщиной 3,5 мм (таб. 1.11).

Таблица 1.11.

Эффективные пробеги (в см) β–частиц.

Эффективное взаимодействие для γ–квантов проявляется уже на расстоянии 10^{-9 м. Оно происходит при прямом столкновении γ–кванта с атомным электроном или ядром. Электромагнитное поле γ – кванта взаимодействует с электрическими зарядами этих частиц и передает им полностью или частично свою энергию. Скорость γ–квантов не зависит от энергии (~300000 км/с), они не имеют заряда и поэтому не испытывают кулоновского взаимодействия.}

Ионизационная способность γ –квантов в 50 тысяч раз меньше α-частиц и в 50 раз меньше β-частиц. Соответственно и проникающая способность γ-излучений больше.

Рис. 1.5. Процессы взаимодействия g‑излучения с веществом и зависимость вероятности поглощения s от E_g и Z поглотителя.

Взаимодействия фотонов с веществом могут быть классифицированы по двум основным признакам:

1) по типу частицы, с которой взаимодействует фотон (атом, электрон, атомное ядро),

2) по характеру взаимодействия (поглощение, рассеяние, образование пар).

В области энергий до сотен МэВ потеря ее γ – квантами обусловлена: когерентным рассеянием, фотоэффектом, комптоновским рассеянием и образованием электронно-позитронных пар (рис.1.5).

Когерентное рассеяние(бреговское, релеевское рассеяния) γ–излучения состоит из поглощения и немедленного испускания γ –кванта атомом без изменения его энергии, но в другом направлении. Вероятность его пропорциональна квадрату атомного номера поглотителя и уменьшается с ростом энергии γ-квантов. Например, в свинце доля когерентного рассеяния составляет 20% полного поглощения γ–излучения с энергией 0,1 МэВ и снижается с увеличением энергии.

Фотоэффект (фотоэлектрическое поглощение)состоит в полной передачи всей энергии одному из электронов, находящемуся на внутренних орбитах встречного атома:

где E_γ=ħν энергия фотона; Е_св.е - энергия связи электрона в атоме; ν - частота электромагнитного излучения; ħ - постоянная Планка.

Фотоэлектрон может быть выбит с любой оболочки атома (K, L, M и т.д.), энергия связи которой меньше энергии фотона.

Вылетают электроны, преимущественно, под углом 90˚. С увеличением энергии угол увеличивается в направлении движения падающего фотона.

Фотоэффект характерен при взаимодействии с веществом γ–квантов энергий до 1 МэВ. С ростом атомного номера поглотителя вероятность фотоэффекта возрастает пропорционально Z⁴.

С ростом энергии γ – квантов вероятность фотоэлектрического поглощения резко уменьшается.

После вылета фотоэлектрона на внутренней оболочке атома остается вакансия – атом оказывается в возбужденном состоянии. Это возбуждение снимается при переходе атомного электрона с более высокой оболочки. При этом испускается либо квант характеристического рентгеновского излучения (флуоресцентное излучение), либо электрон Оже (когда энергия возбуждения не выделяется в виде рентгеновского излучения, а передается одному или нескольким орбитальным электронам). В отличие от β – частиц, они всегда имеют дискретные значения энергии. Вероятность испускания электронов Оже велика для относительно легких материалов (Z<33), для тяжелых атомов возбуждение снимается испусканием характеристического рентгеновского излучения.

Комптоновское рассеяние свойственно γ–квантам с энергии Е_γ>0,6 МэВ при прохождении через вещество. Наиболее вероятно при Е_γ = ħ·ν ~2 МэВ.

Это упругое рассеяние фотонов на свободных электронах, энергия связи много меньше энергии γ–квантов.

В результате комптон-эффекта, вместо первичного фотона с энергией Е_γ, появляется рассеянный фотон с энергией , а электрон, на котором произошло рассеяние, приобретает кинетическую энергию

,

1.63.

Фотон передает лишь часть своей энергии внешнему, слабо связанному электрону, а вместо первичного γ – кванта появляется рассеянный γ' – квант с меньшей энергией. При этом .

Вероятность комптоновского рассеяния пропорциональна Z вещества поглотителя и убывает с ростом энергии фотонов, но медленнее, чем вероятность фотоэффекта. При комптоновском рассеянии преобладает направление вылета электронов отдачи вдоль первоначального направления движения γ – кванта. Явление Комптона сопровождается ионизацией среды, в которой распространяется гамма – излучение.

При взаимодействии электромагнитного поля фотона с электрическим полем ядра образуется электрон-позитронная пара. Фотон исчезает, а его энергия превращается в энергию покоя двух частиц: электрона и позитрона. Процесс возможен при Е_γ>1,02 Мэв (суммы масс покоя обеих частиц). Вероятность этого эффекта пропорциональна Z² и при возрастании E_γ быстро увеличивается, а затем скорость нарастания уменьшается.

Ослабление γ-излученияпри прохождении через вещество происходит в соответствии формулой:

или ,

1.64,

где - доля фотонов, которые остаются в пучке после прохождения слоя поглотителя толщиной d ( кг/м²); μ′_γ(м^-1) линейный, а μ_γ (м²/кг) массовый коэффициенты ослабления γ – излучения, .

Коэффициент ослабления представляет собой сумму коэффициентов фотоэлектрического поглощения μ_ф, комптоновского рассеяния μ_к и образования пары μ_р:

1.65.

Энергии первичного фотона во всех взаимодействиях частично преобразуется в кинетические энергии электронов и позитронов, а часть - в энергию вторичного фотонного излучения. Поэтому коэффициент линейного ослабления потока фотонов μ можно записать в виде:

1.66.

μ_п - линейный коэффициент передачи энергии излучения. Он определяет долю энергии γ-излучения, переданную электронам и позитронам в слое вещества, μ_s - линейный коэффициент рассеяния, он определяет долю энергии -излучения, преобразованную в энергию вторичного -излучения (таб. 1.12).

Проникающую способность γ – излучения характеризуют толщиной слоя половинного ослабления

или

1.67.

Вторичные электроны γ–излучения вызывают ионизацию и химические изменения в веществе.

Вероятность взаимодействия γ – излучения с веществом сравнительно мала. Поэтому γ –излучение слабо поглощается веществом. Толщина слоя 220 г/см² ослабляет интенсивность γ -квантов в 10⁶ раз.

Таблица 1.12.

Линейные коэффициенты передачи µ_n и линейные коэффициенты ослабления µ, в различных средах, см^-1

нейтроныпри столкновении с ядрами атомов подвергаются радиационному захвату, поглощению и рассеянию. Они не возникают при радиоактивном распаде, но могут образовываться в качестве вторичных частиц при различных ядерных реакциях. Из-за отсутствия заряда, не взаимодействуют электронными оболочками атомов и обладают высокой проникающей способностью.

Вероятность преобладания одного из механизмов зависит от энергии налетающих нейтронов (табл.1.13).

Таблица 1.13.

Классификация нейтронов по энергии

В среде из легких ядер нейтроны передают практически всю свою энергию в результате одного столкновения.

Для быстрых нейтронов наиболее важны упругие (n,n)и неупругие(n,n') столкновения с атомными ядрами.

Для медленных и тепловых нейтронов ослабление нейтронного потока определяется захватом (поглощением) нейтрона ядром атома среды (мишени).

Захват быстрых нейтронов возможен после рассеяния их энергии в результате прямых столкновений с атомными ядрами до уровня, при котором поглощение становится преобладающим. Энергия, переданная от нейтрона ядру (Е_ядра), зависит от массы ядра и угла рассеяния. Рассеяние быстрых нейтронов на ядрах можетбытьупругим и неупругим.

При упругом рассеянии суммарная кинетическая энергия нейтронов и ядра сохраняется. Рассеиваясь на ядрах, быстрые нейтроны уменьшают свою энергию до тепловых и могут принимать участие в делении урана-235.

При неупругом столкновении часть кинетической энергии нейтрона и ядра затрачивается на возбуждение ядра с последующим испусканием γ – квантов. Неупругое рассеяние возможно на любом ядре, имеющем возбужденные уровни, т.е. практически на всех ядрах за исключением ядер водорода, гелия, дейтерия.

При прохождении через вещество в результате многократно повторяющихся актов рассеяния на ядрах, нейтроны теряют свою энергию и замедляются:

,

1.68,

где Е₀ и Е₁ – энергии нейтрона до и после столкновения с ядром;

φ – угол рассеяния;

А – массовое число рассеивающего ядра.

Энергии тепловых нейтронов не превышают энергии связи атомов в водородосодержащих молекулах. Поэтому, если не происходит ядерной реакции, тепловые нейтроны могут вызвать возбуждение колебательных степеней свободы, что приводит к разогреву вещества.

Наиболее характерными реакциями при взаимодействии тепловых нейтронов с веществом являются реакции радиационного захвата (n,γ). При этом нейтрон поглощается ядром с выделением энергии в виде γ – квантов. Энергия реакции равна энергии связи нейтрона в конечном ядре.

При радиационном захвате нейтрона заряд ядра не меняется, меняется его массовое число

1.69.

При этом могут возникнуть как стабильные, так и радиоактивные ядра. Образующееся радиоактивное ядро чаще β–радиоактивно.

При уменьшении энергии нейтронов сечение упругого рассеяния (n,n) остается примерно постоянным на уровне нескольких барн, а сечение (n,γ) растет по закону 1/v , где v -скорость налетающего нейтрона. Поэтому для очень медленных нейтронов возрастает не только абсолютная, но и относительная роль реакций радиационного захвата.

Нейтрон может реагировать с ядром, вызывая одновременное излучение ядром другой частицы - ядерную реакцию.

Процесс расщепления на два или больше осколков возможен при взаимодействии нейтронов с тяжелыми ядрами.

В каждом акте взаимодействия нейтрон или меняет направление движения и кинетическую энергию, или поглощается ядром. При этом он выбывает из параллельного пучка, поэтому такой пучок ослабевает по экспоненциальному закону. Для узкого пучка_, число нейтронов, не испытавших ни одного столкновения с ядрами вещества, определяется соотношением:

,

1.70,

где N₀ – число нейтронов в падающем пучке;

N_х –число нейтронов, не испытавших ни одного столкновения с ядрами вещества;

σ_п –полное эффективное микроскопическое сечение взаимодействия нейтронов с ядрами;

n₀ – число ядер в 1 м³ вещества, n₀ = 6,02·10²³·ρ/А; ρ (кг/м³);

x – толщина слоя вещества( м).

Вероятность прохождения той или иной реакции определяется полным эффективным микроскопическим сечением σ_п взаимодействия нейтронов с ядрами.

Микроскопическое сечение σ_п можно представить себе как сечение сферы, описанной вокруг ядра. Пересекая эту сферу, нейтрон может вступить в реакцию с ядром.

Вне сферы радиусом взаимодействие не происходит.

Полное эффективное сечение взаимодействия нейтронов с ядрами

Единицей измерения поперечного сечения является барн (1 барн = 10^{-28 м2).}

Пропускание нейтронов слоем вещества определяется отношением

1.72.

Макроскопическое сечение взаимодействия или линейный коэффициент ослабления нейтронов

, (м-1)

1.70.

Исходя из этого можно записать:

,

1.73.

Отношение , имеет размерность длины и представляет собой толщину, ослабляющую поток нейтронов в раз. Величина называется длиной свободного пробега нейтроновданной энергии в данном веществе (таб. 1.14).

Таблица 1.14.

Длина свободного пробега быстрых нейтронов ( ) в различных середах

Вопросы для самопроверки

1. Элементарные частицы, определение, виды.

2. Протонно-нейтронный состав ядер, нуклон с положительным и нулевым зарядом. Число нуклонов в ядре.

3. Нуклиды. Изотопные нуклиды. Изотоны и изобары.

4. Взаимные превращения нуклонов.

5. Радиоактивные распады и излучения.

6. Законы радиоактивного распада. Постоянная распада, среднее время жизни. Абсолютная радиоактивность. Единица измерения радиоактивности.

7. Радиоактивные семейства. Радиоактивное равновесие.

8. Закон радиоактивного распада в дифференциальной и интегральной формах. Спонтанное деление.

9. Взаимодействие ядерного излучения с веществом. Упругое и неупругое взаимодействия.

3. ИСТОЧНИКИ И КЛАССИФИКАЦИЯ РАДИОАКТИВНЫХ ОТХОДОВ

2.1. Ядерный топливный цикл

Использование ядерного топлива для получения тепловой и электрической энергии обусловило производство топливных и конструкционных материалов реакторостроения, преобразование ядерной энергии, переработку облученного ядерного топлива, обезвреживание и захоронение радиоактивных отходов (рис. 2.1).

		Рис. 2. 1. Схема ядерного топливного цикла .

Ядерный топливный цикл включает основные стадии общего технологическо­го процесса:

- добычу и переработку урановой руды,

- полу­чение топливного материала и изготовление тепловыделяющих элементов (ТВЭЛов),

- получение ядерной энергии на атомных электростанций (АЭС),

- радиохи­мическую переработку (регенерацию) отработавшего топлива,

- уда­ление и обезвреживание радиоактивных отходов,

- транспортировку радиоактивных веществ меж­ду отдельными этапами производства и хранение.