Яф 6 Основы охраны собственной «кожи» от излучений

По взаимному расположению источники излучения (а в данном случае- облучения) и человека источники делят на внутренние(находящиеся или попавшие внутрь человека и облучающие 24час/сут и 365 дней/году) и внешние. От внешних можно убежать, от внутренних –только вывести из организма. Старайтесь никогда не превращать внешние источники во внутренние (респираторы, прием пищи, курение).

Радиоактивное загрязнение (поверхностей) бывает фиксированное и нефиксированное ( определяется через контрольный мазок спиртовой тканью). Нефиксированное легко проникает внутрь человека, поэтому хирургические перчатки (1-2), респираторы , душ при выходе.

Цифры.

Фон на грунте норма 0.10-0.15 мкЗв/час =10-15 мkр/час (старые).

На гранитной набережной легко 0.60, в Славутиче на (пересыпанном) грунте 0.60. на территории ЧАЭС =0.90.

В особо-вредных условиях. Мощность дозы(нейтрон+гамма) для персонала в особо-вредных условиях РО (группе А 1-2 список) 10 мкЗв/час при расчете 40 час/нед., 48 недель/году.

Годовая доза для работы в течение 10 лет =0.02 Зв/год. При разовых нештатных воздействиях до 0.05 Зв. За 10 срок работы не выше 0.2 Зв.

В военное время допускается солдату 2 Зв.

Генетическая доза до 0.5 Зв (50 Бэр) считается порогом безвредным, далее вероятность нарушений в следующих поколениях растет линейно.

Физиологическая доза. С 1Зв=100 бэр хрусталик , половые железы, кроветворные. После 2 Зв все кроветворные, печень, почки, желчный, поджелудочная.После 3 Зв – тяжелые повреждения, статистика дожития.

Приложение 1. Наиболее важные для энергетики ядерные реакции

	9Be(,n) 12C+n +Q(5.5MV).от Ra,Po,Pu(нейтронные источники).
	2H + 2H3He +n +Q(3.2M) Термоядерная реакцияD-D
	2H + 3H4He +n +Q(17.6M) Термоядерная реакцияD-T
	2H+ (2.23M) p+n (фоторасщепление дейтерия)
	9Be+ (1.65M)  2 * 4He+n (фоторасщепление берилия)
	3He+n3He +р +Q(0.764 M) (сечение 5300 барн) (регистрация n)
	6Li + n 3H + 4He +Q(4.5M) (сечение 900 барн) (регистрация n)
	10B + n 7Li + 4He +Q(2.8M) (сечение 3800 барн) (регистрация n)
	238U(n,)239U()239Np(, Т=2сут)239Pu(конверсия урана)
	232Th(n,)233Th()233Pa(, Т=20сут)233U(конверсия тория)
	235U(6%) 135Te135I135Xe135Cs135Ba>>(динамика ксенона)

Раздел НС3. Сечения и связанные с ними эффекты в резонансной области.

Формулы Брейта–Вигнера .

Для любой энергии Е, вблизи изолированного резонанса одного спинового состояния J или нескольких спиновых состояний одного компаунд -ядра при абсолютном нуле температуры сечения могут быть выражены следующим образом:

полное сечение:

(3.1.)

Сечение реакции “r” выражается:

(3.2.)

где:

- длина волны нейтрона ( Де -Бройля);

Г_n^J нейтронная ширина резонанса (эВ), причем для s-резонансов эта ширина зависит от энергии Г_n = Г_n0Е .

Г_f^J делительная ширина резонанса, (эВ), от энергии не зависит;

Г_^J радиационная ширина резонанса (эВ) , от энергии не зависит;

Г^j полная ширина резонанса , причем полная ширина равна сумме парциальных ширин - Г= Г_n + Г_f+ Г_.

Х=(Е-Е₀)/Г/2 безразмерная энергия в масштабе ширины резонанса,

g(J)-статистический фактор g=(2J+1)/ (2*(2I+1)).

Особо отметим существенный факт. Резонансы в сечения реакций (деление, захват и др.) всегда симметричны. Появление антисимметричного слагаемого Х/(1+Х² ) приводит к искажению симметричности резонансов в полном сечении (и упругом рассеянии). Перед резонансом появляется глубокий (иногда почти до О) провал, называемый интерференционным минимумом, поскольку он вызван интерференцией потенциального и резонансного рассеяния, зато в правом крыле резонанса появляется «нарост» (поскольку Х- функция слева от 0 отрицательна а справа на ту же величину положительна) и общая площадь по резонансом сохраняется. Подобный эффект особенно рельефно проявляется для неделящихся тяжелых ядер и ядер конструкционных элементов (железо, никель, хром и тп).

Столь проста ситуация только при нулевой температуре. Когда температура отлична от нуля, то необходимо вводить Доплеровскую ширину для ядра массы А и энергии Е

= 4КТЕ/(А+1). (3.3.)

Тогда необходимо произвести усреднение «холодного» сечения по спектру теплового движения ядер (в одномерном случае это распределение Гаусса) f(E’,E) =ЕХР(-(Х-Х)² /2² ). Результат усреднения и будет наблюдаемым сечением:

 (3.4)

Поскольку в формуле Брейта–Вигнера зависимость 1/(1+Х² ) есть распределение Лоренца, а производить свертку приходится по Гауссу, то точным результатом такой свертки являются так называемые (Е, ) -пси (симметричная) и (Е, ) -хи (антисимметричная) функции. То есть для полного сечения и сечения реакции теперь имеем:

(3.5.)

(3.6)

Эти выражения являются точными и их применяют для расчетов на компьютерах, но по ним невозможно провести качественный анализ важных процессов в реакторе таких как доплеровский –эффект на топливе. Это можно сделать, если не сильно нарушая строгость ввести некоторые предположения.

Доплеровский эффект реактивности.

Допустим, что оба распределения являются распределениями Гаусса (можно показать, что распределение Лоренца можно с какой-то точностью аппроксимировать Гауссом). Тогда результирующая функция по которой надо производить свертку тоже будет Гаусс и его дисперсия или эффективная ширина «нагретого» резонанса равна сумме дисперсий (факт из статистики) т.е. (^’)²²². Это, конечно приближение, но достаточно хорошее.

В реакторной физике известно, что общая вероятность избежать резонансного захвата при замедлении  есть произведение вероятностей для каждого индивидуального резонанса ₁. Эта вероятность ₁ для бесконечного резонанса топлива шириной Г и замедляющей способности среды с замедлителем _s(_зам_s )выражают обычно как

₁=1-(_топ Г/_зам_s)=ЕХР(-_топ Г/_зам_s) (3.7.)

Ясно, что при изменении Г на Г’-эффективную ширину значение ₁ для каждого резонанса будет уменьшаться. Такое же уменьшение произойдет и с полным  . Это значит, что при нагревании топлива коэффициент размножения будет снижаться то есть доплеровский коэффициент реактивности _топ всегда будет отрицателен.

Для качественного понимания этого эффекта можно использовать также «модель жвачки». Представим, что процесс замедления моделируется как прыжки шарика для пинг-понга по полу коридору. Расстояние между отскоками -это _s. Допустим, что в коридоре лежат куски жвачки. Ясно, что вероятность перескочить жвачку и не прилипнуть к ней при одном отскоке – это тот же ₁., на всем пути - . Понятно, что если при нагревании куски жвачки начнут расплываться и площадь занимаемая ими возрастать, то вероятность ₁ и - могут только уменьшаться, что и требовалось объяснить.

Спектр нейтронов. В области замедления нейтронов в реакторных системах устанавливается асимптотический спектр нейтронов называемый спектром Ферми (1/Е).

Раздел НС4. Сечения и связанные с ними эффекты в тепловой области.

Прежде всего необходимо отметить, что тепловая область энергий –это область, где энергии теплового движения ядер и нейтронов сравнимы и, соответственно, в процессе термализации (т.е. установления равновесия нейтронов со средой) возможны как потери энергии нейтронами при столкновениях, так и приобретение ими энергии. На математическом языке это означает, что матрица рассеяния из групп в группы заполнена не нулевыми значениями не только ниже диагонали, но и выше нее (т.е. не треугольная).

4.1. Характеристики сечений в тепловой области энергий. Мы уже показали, что сечение потенциального упругого рассеяния в тепловой и эпитепловой области практически постоянно. Зависимость поведения сечений поглощения и деления в этой области части хорошо описывается т.н. «законом 1/v» , хотя для многих тяжелых ядер имеет место отклонение от него. Сам этот закон достаточно просто следует из формул Брейта –Вигнера для первого низко лежащего резонанса . Действительно, ² = с/Е, а зависимость Г_n = Г_n0Е, следовательно сечение будет пропорционально 1/Е то есть 1/v . Отклонение от этого закона связано зачастую с тем, что в делящихся ядрах первый резонанс лежит практически в тепловой области (около 0.3эВ).