Радиометрия нуклонов в полях излучений, генерируемых ускорителями тяжелых заряженных частиц

• Автор: Тимошенко, Геннадий Николаевич
• Шифр специальности: 01.04.01
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Дубна
• Количество страниц: 238 с. : ил.

Поля излучений, формируемые при работе ускорителей тяжелых заряженных частиц, отличаются значительным разнообразием и сложностью компонентного и спектрального состава по сравнению с полями на других ядерно-физических установках, в частности, на реакторах. Поля излучений на ускорителях формируются за счет взаимодействия ускоренных заряженных частиц с веществом. При прохождении через вещество, первичные заряженные частицы испытывают электромагнитные и ядерные взаимодействия. Для тяжелых заряженных частиц, при взаимодействии с электрическими полями атомов, доминирующими электромагнитными процессами являются упругие рассеяния в кулоновских полях атомов и неупругие процессы ионизации и возбуждения атомов. Сечения упругих и неупругих столкновений частиц с атомными ядрами на несколько порядков меньше, чем сечения электромагнитных взаимодействий, однако для ядерных реакций характерны существенные изменения кинематических характеристик налетающих частиц. В каждом акте неупругого ядерного взаимодействия рождается множество вторичных частиц, главным образом, адронов (внутриядерный каскад). В результате реакций расщепления ядер вещества и фрагментации ядер-снарядов могут образовываться и более сложные продукты. Энергия многих вторичных частиц такова, что они, в свою очередь, могут формировать в последующих ядерных взаимодействиях частицы третьего и т. д. поколений. Это приводит к тому, что при достаточно высоких энергиях первичных частиц в толщине вещества лавинообразно нарастает число вторичных частиц, рожденных в процессе неупругих взаимодействий, т. е. развивается межъядерный каскад. Развитие межъядерного каскада сопровождается электрон-фотонным ливнем, инициированным, преимущественно, гамма-квантами от распада тс°-мезонов. Однако радиационная длина электрон-фотонного ливня много меньше средней длины пробега адронов до
взаимодействия, поэтому для больших толщин вещества роль ливня в формировании поля излучения за ними незначительна.
С ростом толщины вещества средняя энергия адронов снижается за счет перераспределения энергии между все более увеличивающимся их числом, а также из-за передачи части энергии веществу. При энергиях адронов менее ~1 ГэВ средняя множественность рождения новых частиц становится меньше единицы, а при энергиях меньших ~ 0,6 ГэВ процессы упругого взаимодействия адронов с ядрами вещества начинают превалировать над неупругими взаимодействиями.
Рис. 1. Зависимость потоков нуклонов через поперечное сечение бетонного (р = 2,4 г/см3) блока, облучаемого узкими пучками нейтронов и протонов с энергиями 3,5 ГэВ. Данные нормированы на 1 частицу пучка.
1 — нейтроны всех
энергий; 2 — нейтроны с энергией > 20 МэВ летящие в переднюю полусферу; 3 - протоны всех энергий; 4 -нейтроны первичного
I ' I 1 I ' I ' I ' I 1 I ГТУЧ^Я
0 40 80 120 160 200 240 280
Толщина защиты, см
Рис. 1 демонстрирует процесс развития межъядерного нуклонного каскада (соотношение различных компонентов каскада) по толщине бетонной защиты, облучаемой пучками протонов и нейтронов с энергией 3,5 ГэВ. В переходном слое вещества (несколько длин свободного пробега адронов до неупругого взаимодействия) по мере развития межъядерного каскада происходит накопление вторичного излучения. Затем этот процесс завершается из-за снижения множественности рождения вторичных частиц. Далее плотность потока вторичных частиц экспоненциально снижается, а компонентный состав излучения становится примерно постоянным. Рис. 2 демонстрирует продольное развитие межъядерного каскада в веществе при различных энергиях первичных частиц. Видно, что с ростом их энергии толщина переходного слоя увеличивается.
I | .| ,| ,| г
-пучок нейтронов с энергией 3,5 ГэВ пучок протонов с энергией 3,5 ГэВ
1 (х 0,25)

03 О X

4 Є
Толщина стали, г-см'"
Рис. 2. Продольное развитие каскада в железном поглотителе, облучаемом протонами с энергией 1, 3, 50-55 ГэВ. Данные для энергий протонов 1 и 3 ГэВ
получены по измерению активации измерению активации 12С(а, х)11С [1]

А1(а, х) Р, а для энергии 50-55 ГэВ
Энергия, МэВ
Рис. 3. Энергетические распределения нейтронов, протонов, лнмезонов и гамма-квантов на глубине 120 см в стальной пластине, облучаемой нейтронами с энергией • 40 ГэВ [2].

Энергия, МэВ
Рис. 18. Усредненный по 3-м углам измерений спектр фоновых нейтронов в экспериментальном зале фазотрона при облучении толстой свинцовой мишени пучком протонов с энергией 650 МэВ (нормирован на один протон пучка).
В спектре представлены две энергетические группы нейтронов: тепловые (эпитепловые) и быстрые. Поскольку в экспериментальном зале практически отсутствуют водородсодержащие материалы, тепловая часть спектра подавлена. Группа быстрых нейтронов обусловлена, в основном, рассеянием нейтронов из мишени на стенах и оборудовании зала. Средний флюенс фоновых нейтронов в районе измерений составил (9,6 ± 0,2)-10‘6 нейтронов/см2-нротон пучка.
Измеренные спектры нейтронов, нормированные на один упавший на мишень протон, представлены на рис. 19. Спектры представлены в терминах энергетической • зависимости флюенса нейтронов в точках измерений. В области испарительных
энергий ниже ~10 МэВ спектры под всеми углами практически совпадают. Полные флюенсы нейтронов под всеми углами также отличаются незначительно, поскольку вклад высокоэнергетичных нейтронов в полный спектр относительно невелик (таблица 5). Это свидетельствует о том, что, несмотря на малую боковую толщину мишени, основная часть вылетающих из нее нейтронов рождена в процессе межъядерного каскада, а не в однократных актах взаимодействия протонов с ядрами меди.
Из-за частичной “прозрачности” поглотителя для нейтронов высокой энергии и особенностей метода восстановления спектров вклад высокоэнергетичных нейтронов может быть несколько занижен. Однако многосферная методика не