/
Author: Коротеев А.А. Мадеев В.Г.
Tags: пищевое производство физика энергетика ядерная энергетика ядерные реакторы радиационная безопасность
ISBN: 5-7035-2491-1
Year: 2001
Text
ИОС*11»»С»|»ЬНМДНПолл*'*» (••«••Т*»
(U.< uy-n tit!*' юп»>.Н« и «-fW,
Л.Л. КОН» ТЕЕП. П.1 .МАДЕ1 Ь
бе:<опа< ность
ЭКСПЛУАТАЦИИ
Я СЕРНЫХ РЕАКТОРНЫХ
УСТАНОВОК
ФЕДЕРАЛЬНАЯ ЦЕЛЕВАЯ ПРОГРАММА
«ГОСУДАРСТВЕННАЯ ПОДДЕРЖКА ИНТЕГРАЦИИ ВЫСШЕГО ОБРАЗОВАНИЯ
И ФУНДАМЕНТАЛЬНОЙ НАУКИ»
А.А. КОРОТЕЕВ, В.Г. МАДЕЕВ
БЕЗОПАСНОСТЬ ЭКСПЛУАТАЦИИ
ЯДЕРНЫХ РЕАКТОРНЫХ УСТАНОВОК
Рекомендовано
Учебно-методическим объединением высших учебных
заведений Российской Федерации по образованию
в области авиации, ракетостроения и космоса
в качестве учебного пособия для студентов,
обучающихся по направлению подготовки
дипломированных специалистов
652200 — Двигатели летательных аппаратов
и специальности 130500 — Электроракетные двигатели
и энергетические установки
Москва
2001
ББК 36.2.2
К 68
Издание осуществлено при финансовой поддержке
Федеральной целевой программы
“Государственная поддержка интеграции
высшего образования и фундаментальной науки”
А.А. Коротеев, В.Г. Мадеев
К 68 Безопасность эксплуатации ядерных реакторных уста-
новок. — М.: Изд-во МАИ, 2001. — 196 с.: ил.
ISBN 5-7035-2491-1
Рассмотрены основы радиационной физики, радиационной за-
щиты, радиобиологии, дозиметрии ионизирующих излучений, а
также практические вопросы обеспечения безопасности персонала
в условиях воздействия излучений ядерно-технических установок.
Отдельно проанализированы вопросы обеспечения радиационной
безопасности экипажей и оборудования летательных аппаратов с
ядерными источниками энергии на борту.
Материал пособия апробирован на протяжении длительного
времени в Институте ядерных реакторов РНЦ “Курчатовский ин-
ститут”, а также при чтении лекций, в курсовых и дипломных
работах студентов старших курсов Московского авиационного и
Московского физико-технического институтов.
Учитывая заметное возрастание в настоящее время интереса к
новейшим разработкам в области ядерных энергетических и энерго-
двигательных установок, изотопных генераторов и т.д., рассмотрен-
ные научные вопросы следует признать весьма актуальными.
Специалист, освоивший изложенный материал, овладевает не
только теоретическими знаниями физических основ радиацион-
ных процессов, но и методами правильной организации работ с
радиоактивными материалами и в зонах действия ионизирующих
излучений.
Пособие предназначено для студентов старших курсов соот-
ветствующих специальностей и аспирантов. Оно может быть
также полезным для специалистов, работающих с ядерными энер-
гетическими и энергофизическими устройствами.
Рецензенты: Г.В. Конюхов, Ю.Ю. Клосс
3602020000- 464
094(02) - 01
ББК 36.2.2
ISBN 5-7035-2491-1
© Центр “Интеграция”, 2001
© А.А. Коротеев, В.Г. Мадеев, 2001
УСЛОВНЫЕ ОБОЗНАЧЕНИЯ
А — активность радионуклида
Ао — активность радионуклида при t = О
Ат , Ay , As , Al — соответственно удельные массовая, объемная,
поверхностная и линейная активности ра-
дионуклида
АЭфф — эффективная удельная активность природных радио-
нуклидов в строительных материалах
а — радиус собирающего электрода пропорционального
счетчика
а™ — массовая доля i-ro компонента в составе сложного
вещества
В — материальный параметр реактора
Ва — фактор накопления поглощенной энергии у-излучения
ВЕ — фактор накопления плотности потока энергии у-излу-
чения
BN — фактор накопления плотности потока у-излучения
Вэ — энергетический фактор накопления
В1 } — фактор накопления потока рассеянных фотонов у-й
энергетической группы от источника, испускающего
фотоны i-й энергетической группы
С{ — относительная доля i-ro осколка среди всех видов ос-
колков деления
с — скорость света в вакууме
сл , ст — относительные объемные концентрации соответствен-
но легкого и тяжелого компонента в защите
сТ — денежный эквивалент потери 1 чел.-года жизни насе-
ления
D — поглощенная доза ионизирующего излучения; коэф-
фициент диффузии нейтронов
R — средняя поглощенная доза излучения вида R в опре-
деленном органе или ткани
d — толщина защитного слоя материала
3
dTJI — главная толщина
dK — конкурирующая толщина
de — средняя энергия, переданная ионизирующим излучени-
ем веществу
Е — индивидуальная эффективная эквивалентная доза; энер-
гия (частицы, атома и т. д.)
EiH ’ — соответственно нижняя и верхняя границы рас-
сматриваемой энергетической группы нейтронов
Е“°р — пороговая энергия выхода фотонов при неупругом рас-
сеянии нейтронов
Ев — энергия возбужденного состояния атома
Ео — энергия основного состояния атома
Еа — энергия а-частиц
Еа, р — энергия заряженных частиц
ДЕ — избыток энергии, высвобождающейся при переходе
атома из возбужденного состояния в основное
ДЕ; — средняя потеря энергии нейтронов i-й энергетической
группы
AEft — средняя энергия ядра отдачи
F — плотность потока энергии у-излучения с энергией Е
f — среднегодовая общая запыленность воздуха в зоне дыха-
ния, мг/м3; коэффициент, характеризующий отклонение
от экспоненциальной формы кривой ослабления на на-
чальных участках
ДЕ) — статистическая плотность распределения эффективной
эквивалентной дозы среди облучаемых лиц
GH — предельно допустимая равноценная доза
ДС^ — часовая контрольная равноценная доза
g(E) — доля кинетической энергии нейтрона, передаваемая
ядру отдачи при ядерных реакциях
^надкр — среднее надкритическое положение органа регулирования
Нкр — среднее критическое положение органа регулирования
Ht(d) — составляющая мощности эквивалентной дозы на рас-
стоянии d от источника нейтронов i-й энергетической
группы
Hjnax — максимально возможное неконтролируемое перемеще-
ние органов регулирования
4
Нт — эквивалентная доза в органе или ткани при воздейст-
вии излучений разных видов
Нт R — эквивалентная доза ионизирующего излучения вида
R в органе или ткани
Н3 — экстраполированная высота активной зоны реактора
h — постоянная Планка
I — интенсивность у-излучения
Ц — средний ионизационный потенциал среды
J — плотность тока у-излучения с энергией Е
k — отношение радиационных потерь энергии при распро-
странении электронов в веществе к ионизационным;
кратность ослабления излучения; коэффициент газового
усиления; постоянная Больцмана
k^E^^ — парциальная кратность ослабления фотонов, имеющих
энергию EQi
ky п — отношение мощности эквивалентной дозы вторичного
у-излучения к мощности эквивалентной дозы нейтронов
L — длина релаксации нейтронов в среде; общее количество
слоев защиты
I — орбитальное квантовое число
— среднее время жизни нейтронов одного поколения
— пробег а-частиц в веществе
М — атомная масса
m — масса
m.Q — масса покоя электрона
гпт — масса органа или ткани
N — число ядер радионуклида, не претерпевших радиоактив-
ный распад; количество элементарных частиц; тепловая
мощность реактора
No — начальное число ядер радионуклида; полное число облу-
чаемых лиц при расчетах коллективной эффективной
эквивалентной дозы
N(Eo , Е ) — спектр тормозного излучения моноэнергетических
электронов
п — число нейтронов в ядре
пк — число каналов контроля процессов, происходящих в
ядерном реакторе
nf(EOi) — относительный вклад в суммарную дозу облучения
i-й составляющей ионизирующего излучения,име-
ющей энергию EOi
5
Од — среднее сокращение длительности продолжительности
полноценной жизни в результате возникновения тяже-
лых последствий от детерминированных эффектов, рав-
ное 45 лет
Ос — среднее сокращение длительности периода полноценной
жизни в результате возникновения стохастических эф-
фектов, равное 15 лет
Р — затраты на основное производство, кроме затрат на ме-
роприятия по обеспечению радиационной защиты
Pt[D > Д] — вероятность для i-ro индивидуума подвергнуться
облучению дозой, превышающей пороговую для
наступления детерминированного эффекта дозу Д
при обращении с источником в течение года
р(Еор — доля нейтронов источника, находящихся в энерге-
тическом интервале от Еу до EOj +
Q — энергия возбуждения составного ядра при неупругом
рассеянии
q — общая плотность мощности, выделяющаяся во внутри-
корпусной защите и корпусе реактора
< 7у, Qrl , <7а р — составляющие общей плотности мощности, вы-
деляющейся во внутрикорпусной защите и кор-
пусе реактора соответственно от фотонов, ней-
тронов и заряженных частиц
qn (>i — плотность мощности, выделяющаяся при упругом
замедлении нейтронов
iH — плотность мощности, выделяющаяся при неупругом
замедлении нейтронов
пепв вт о о акт зап
< 7у > <7у , <7у , <7у — соответственно плотности мощности
источников первичного, вторичного ак-
тивационного и запаздывающего
у-излучений
зах
д,, — плотность мощности источников захватного у-излучения
< 7q — плотность мощности источников быстрых нейтронов
В — эффективный массовый пробег электронов
Яэ — экстраполированный радиус активной зоны реактора
д^рад — нормативный уровень радиационного риска для кос-
мического полета в условиях вероятностного радиаци-
онного воздействия
г — индивидуальный пожизненный риск
6
rE — коэффициент пожизненного риска сокращения длитель-
ности периода полноценной жизни в среднем на 15 лет
на один стохастический эффект (от смертельного рака,
наследственных дефектов, несмертельного рака, приве-
денного по степени вреда к последствиям от смертель-
ного рака)
— индивидуальный риск сокращения продолжительности
полноценной жизни в результате возникновения тяже-
лых последствий от детерминированных эффектов
'г — радиус-вектор точки границы
R — коллективный пожизненный риск; параметр органа ре-
гулирования
S — коллективная эквивалентная доза ионизирующего излучения
SE — коллективная эффективная эквивалентная доза ионизи-
рующего излучения
3^ — число у-квантов, испускаемых в единицу времени точеч-
ным изотропным источником
Т — время движения теплоносителя в активной зоне реакто-
ра; длительность космического полета в месяцах
Ту — температура теплоносителя
Т — температура стенки
Т1/2 — период полураспада радионуклида
t — время
t — время срабатывания системы управления и защиты
ty — установившийся период реактора
AtXJI — изменение температуры хладноломкости материала
uk — функция возбуждения k-го энергетического уровня
V — доход, планируемый от продажи произведенной продук-
ции; объем делящегося материала
W — число делений ядер делящегося вещества, которые необ-
ходимо произвести для высвобождения энергии 1 Дж
WR — средний взвешивающий коэффициент излучения вида R
w — массовый коэффициент ослабления у-излучения
xL — толщина Z-ro слоя защиты
У — затраты на мероприятия по обеспечению радиационной
защиты; выход тормозного излучения при поглощении
моноэнергетических электронов в материале
Z — заряд ядра атома — порядковый номер химического
элемента в периодической таблице Д. И. Менделеева
а — коэффициент теплоотдачи
7
р — отношение скорости движения электрона к скорости
света; доля запаздывающих нейтронов
%(£) — спектр нейтронов деления
%^ап (Е) — спектр запаздывающих фотонов
у™гн (Е) — спектр фотонов деления
Ду6 — доля быстрых нейтронов в спектре нейтронов деления
А1/ — толщина слоя половинного ослабления
8Я(£) — коэффициент перехода от дифференциальной плотнос-
ти потока энергии (р к составляющей мощности экви-
валентной дозы Н
Ф — флюенс частиц; плотность скалярного потока у-излуче-
ния энергии Е
Ф0(Е) — интегральный спектр потока нейтронов
фвт°р — плотность скалярного потока вторичных фотонов
(р — дифференциальная плотность потока частиц; спектр
мгновенных нейтронов деления
Фбыстр — осредненная плотность потока быстрых нейтронов
<ртепл — осредненная плотность потока тепловых нейтронов
(р0 — плотность полного потока нейтронов
фдОРп — плотность полного потока нейтронов на внешней по-
верхности корпуса реактора
АЗ
(р0 — плотность полного потока нейтронов на границе актив-
ной зоны реактора
1] — число вторичных фотонов, выделяющихся при одном
радиационном захвате нейтрона; доля тепловых нейтро-
нов в активной зоне реактора
р — линейный коэффициент ослабления у-излучения
р — средний косинус угла рассеяния нейтрона
Цу — линейный коэффициент ослабления фотонов /-м слоем
защиты
Мэфф — эффективный коэффициент ослабления фотонного излу-
чения
рпер — линейный коэффициент передачи энергии у-излучения
X — постоянная распада радионуклида; коэффициент тепло-
проводности материала защиты
X. — постоянная распада i-ro осколка
8
0ср — средняя относительная потеря энергии фотона при
комптон-эффекте
р — плотность вещества; ядерная плотность; радиус-вектор
элемента площади излучающей поверхности; реактив-
ность реактора
p^Ejde — вероятность для i-ro индивидуума получить годовую
эффективную эквивалентную дозу от Е до Е + dE
Е — макроскопическое сечение взаимодействия применитель-
но к тому или иному процессу (подстрочные индексы е/,
in, а, /, tr, rem, (n , 2n), (n , у) (n , p), (n , а) характеризу-
ют соответственно сечения упругого рассеяния, неупру-
гого рассеяния, поглощения, деления, транспортное, вы-
ведения нейтронов, реакций (п , 2п), (п , у) (n , р), (n , а))
с — микроскопическое сечение взаимодействия применитель-
но к тому или иному процессу (подстрочные индексы el,
in, a, f, tr, rem, (n , 2n), (n , y) (n , p), (n , a) характеризу-
ют соответственно сечения упругого рассеяния, неупру-
гого рассеяния, поглощения, деления, транспортное, вы-
ведения нейтронов, реакций (п , 2п), (п , у) (n , р), (n , а))
сак — микроскопическое сечение реакции активации
аак — среднее значение микроскопического сечения реакции
активации
сп — сечение образования пар
— сечение комптон-эффекта
<5 — сечение поглощения энергии при комптон-эффекте
от — томсоновское сечение
сторм — дифференциальное сечение торможения излучения
электронов
ст, — сечение фотоэффекта
т , — период движения теплоносителя в контуре циркуляции
X — кинетическая энергия электрона, отнесенная к т0с2
v — частота генерируемого электромагнитного излучения при
внутриатомном переходе; выход нейтронов при делении
у — спектр у-излучения, образующегося при захвате тепло-
вых нейтронов
Q — единичный вектор направления движения частицы
\|/ — азимутальный угол элемента площади излучающей по-
верхности
9
ВВЕДЕНИЕ
Вряд ли найдется в современном мире человек, не слышав-
ший термины “радиация” или “радиационное облучение”. У мно-
гих людей при упоминании о любом процессе или явлении, прямо
или косвенно связанном с понятием “излучение”, возникает чув-
ство внутренней тревоги, незащищенности, недоверия к коммен-
тирующим соответствующее явление или событие источникам.
Такая реакция понятна и объяснима. Зачастую средства массовой
информации, имеющие значительное влияние на умонастроения
населения, в погоне за тиражами и минутами эфира фиксируют
наиболее сенсационные подробности какой-либо нештатной ситуа-
ции и одновременно проводят непрофессиональные обобщения, на-
пример о безусловном вреде атомной энергетики или атомного
флота. Для научного анализа исключительно важной проблемы
радиационной безопасности, как правило, не хватает места, вре-
мени или просто желания и знаний. В результате прививается
стойкая настороженность населения к этой проблеме.
Конечно, не следует думать, что авторы предлагаемого учеб-
ного пособия не видят иных причин, послуживших формирова-
нию подобных взглядов. Слово “облучение” вошло в широкий
обиход в связи с неоправданно жестоким применением внутрия-
дерной энергии — бомбардировками японских городов Хиросимы
и Нагасаки. Человечество впервые столкнулось с массовой луче-
вой болезнью, а также хроническими последствиями облучения.
Серьезный импульс недоверия к ядерной энергетике дала ава-
рия на четвертом энергоблоке Чернобыльской атомной электро-
станции (АЭС), случившаяся 26 апреля 1986 года в Советском
Союзе. После нее в средствах массовой информации стали появ-
ляться специальные термины дозиметрии и радиобиологии, ис-
пользоваться далеко не всем понятные единицы измерения —
рентген, рад, бэр, грей, зиверт. Значительный выброс радиоактив-
ных веществ из аварийного блока обусловил необходимость введе-
ния строгого радиометрического контроля прилегающей к станции
территории, анализа тенденций распространения очагов радиоак-
тивного заражения местности. На фоне общей тревоги и озабочен-
ности последствиями аварийной ситуации часть населения излишне
эмоционально восприняла результаты измерений доз и концентра-
ций радиоактивных веществ. Незнание количественных критериев
радиационной опасности, а также неумелое их применение в неко-
торых случаях привели к ошибочным действиям. Так, по мнению
специалистов [1], не было никаких оснований для эвакуации детей
10
из Киева, а тем более для обсуждения возможности их возвра-
щения туда к началу нового учебного года. Не всегда объектив-
ными и грамотными были действия местных властей, а также со-
общения корреспондентов из особой зоны, непосредственно примы-
кающей к месту аварии. Одним из важнейших уроков, который не-
обходимо извлечь из Чернобыльской трагедии, является необходи-
мость знания людьми основ дозиметрии ионизирующих излучений
и радиационной биологии, которые стали необходимым элементом
современной культуры, обязательным для любого цивилизованного
человека в обществе с развитой атомной энергетикой.
Радиация, безусловно, опасна для человека. При больших
дозах она вызывает серьезные поражения тканей организма, а
при незначительных может способствовать развитию злокачествен-
ных опухолей и различных генетических дефектов. Последние
могут проявиться во втором и даже третьем поколениях человека,
подвергшегося облучению. Однако для подавляющего большинства
населения опасными источниками радиации являются совсем не
те, о которых больше всего говорят и которые чаще всего обли-
чают. Наибольшую дозу человек получает от естественных источ-
ников радиации. Радиация, связанная с развитием атомной энер-
гетики, составляет очень незначительную долю радиации, порож-
даемой деятельностью человека, зачастую не имеющего даже об-
щего представления о ее последствиях. Сжигание угля, интенсив-
ное использование воздушного транспорта, применение в стро-
ительстве гранита, пемзы, глиноземов, некоторых видов песка и
гравия, постоянное пребывание в хорошо герметизированных по-
мещениях (вспомним повальное увлечение герметичными дверями
и стеклопакетами) могут привести к значительному увеличению
уровня облучения за счет естественной радиации.
Основными задачами данного пособия авторы считают:
1) распространение знаний об основах дозиметрии ионизиру-
ющих излучений, радиобиологии и радиационной защиты;
2) выявление резервов уменьшения радиационного облуче-
ния населения при осуществлении некоторых обычных, общеп-
ринятых и “бесспорных” форм деятельности;
3) обучение основам правильной организации комплекса за-
щитных мероприятий при эксплуатации ядерного энергетичес-
кого оборудования и, в первую очередь, ядерных реакторов.
Эпиграфом к учебному пособию можно было бы взять афо-
ризм: “Излучения не нужно бояться, к нему следует относиться
внимательно, имея научное представление о его природе, мето-
дах измерения и способах снижения интенсивности воздейст-
вия. Недопустимо поддаваться непрофессиональным трактовкам
и поступкам в любых ситуациях, связанных с этой проблемой!”
11
Глава 1. ВОЗНИКНОВЕНИЕ ЯДЕРНЫХ ИЗЛУЧЕНИЙ
И ИХ ВИДЫ. РАДИОАКТИВНОСТЬ.
ОСНОВНЫЕ ФИЗИЧЕСКИЕ ВЕЛИЧИНЫ, ПРИМЕНЯЕМЫЕ
В ОБЛАСТИ РАДИАЦИОННОЙ БЕЗОПАСНОСТИ
Чтобы понять, как возникают ядерные излучения, необхо-
димо вспомнить основы атомной физики.
Согласно современным взглядам на строение вещества атом
представляет собой электрически нейтральную систему, состоя-
щую из положительно заряженного ядра и отрицательно заря-
женных электронов. Размеры ядра ничтожны по сравнению с
размерами атома, однако именно в ядре сконцентрирована прак-
тически вся масса атома. Электроны вращаются вокруг ядра на
очень больших (в атомном масштабе) расстояниях по круговым
и эллиптическим орбитам. Электрон в 1836 раз легче ядра
атома водорода, которое называется протоном. Характерные раз-
меры атомного ядра порядка 10~12 см, радиус атома составляет
10-8 см, т.е. атомное ядро в 10.000 раз меньше окружающей
его электронной оболочки. Запоминающимся является следую-
щее сравнение [1]: атом во столько раз меньше горошины, во
сколько раз горошина меньше планеты Земля.
Носителем положительного заряда в атомных ядрах являют-
ся протоны — элементарные частицы, имеющие единичную атом-
ную массу и положительный заряд, равный по величине и проти-
воположный по знаку заряду электрона, т.е. 1,6 • 10“ 19 Кл. Заряд
ядра равен числу протонов в нем и соответствует порядковому
номеру элемента в периодической системе элементов Д.И. Мен-
делеева. Протоны удерживаются в ядре благодаря наличию спе-
цифических ядерных сил, действующих между элементарными
частицами. Радиус действия этих сил сравним с размерами час-
тиц, т.е. имеет порядок 10-12 см. Количество электронов, нахо-
дящихся на электронных оболочках атома, равно числу прото-
нов в ядре.
Помимо протонов в состав атомных ядер (кроме ядра атома
водорода) входят электрически нейтральные элементарные час-
тицы, называемые нейтронами. Масса нейтрона с достаточной
степенью точности равна массе протона. Протоны и нейтроны
имеют также общее название “нуклоны”. Вид атомов с данными
числами протонов и нейтронов в ядре называется нуклидом.
Полное число нуклонов определяет две взаимосвязанные важ-
нейшие характеристики атомных ядер — массовое число М и
полную энергию связи всех нуклонов в ядре, являющуюся
мерой его стабильности. Чем больше порядковый номер атома в
таблице Менделеева, тем больше его массовое число, доля ней-
тронов в ядре и тем менее устойчивы ядра элемента.
12
В соответствии с законами квантовой механики электроны
стационарно существующего атома движутся по строго опреде-
ленным орбитам, расстояния между которыми фиксированы. На
ближней (первой) к ядру орбите могут находиться не более
двух электронов, на второй — не более восьми, на третьей —
не более восемнадцати, на четвертой — не более тридцати двух
и т.д. Таким образом, электронная оболочка атома состоит из
нескольких слоев, между которыми имеются различные физи-
ческие поля. Поле ядра определяет допустимые положения
орбит в электронной оболочке атома того или иного химическо-
го элемента. Внутренняя энергия атома или группы атомов,
объединенных в молекулу, изменяется дискретно, а не является
непрерывной функцией. Переход атома из одного состояния в
другое происходит ступенчато (скачкообразно) и сопровождается
излучением или поглощением строго определенной порции
(кванта) энергии. Если атом получает дополнительную порцию
энергии, его новое (возбужденное) состояние характеризуется
переходом внешнего электрона со стационарной орбиты на более
удаленную от ядра. Чем дальше электрон расположен от ядра,
тем с меньшей силой он удерживается в атоме. Если энергия
возбуждения превысит энергию связи электрона, он покинет на-
ружную электронную оболочку, а атом из электрически ней-
трального превратится в положительно заряженный, или одно-
кратно ионизованный. При значительных энергоподводах воз-
можна двух-, трех-, многократная и даже полная ионизация
атома. В последнем случае ядро полностью лишается наружной
электронной оболочки.
Энергия, необходимая для отрыва электрона от атома, опре-
деляется силой электростатического притяжения электрона к
ядру. Эта энергия минимальна для слабо связанных внешних
электронов. Наименьшее значение энергии ионизации у атома
цезия — 3,9 эВ (один электрон-вольт [эВ] — это энергия, при-
обретаемая электроном при прохождении разности потенциалов
1 вольт; 1эВ = 1,6 • 10“ 19 Дж).
Наряду с ионизацией при поглощении энергии возможно
возбуждение атома — переход электрона с одной фиксирован-
ной орбиты на более удалёную от ядра.
Если под влиянием каких-либо факторов атом переходит из
возбужденного состояния с энергией Ев в основное с энергией
Ео , избыток энергии АЕ, освобождающейся при переходе, уносит
излучение:
^E = EB-E0 = hv , (1.1)
где h = 6,62 10“ 34 Дж • с — постоянная Планка; v — частота
возникающего электромагнитного излучения.
13
Каждая корпускулярная частица, обладающая энергией Е, в
соответствии с законами квантовой механики обладает также
волновыми свойствами, причем
Е = hv . (1.2)
Электромагнитное излучение с частотой V в определенных
условиях может проявлять свойства частиц с энергией Е. Кван-
ты электромагнитного излучения называются фотонами.
Перестройка внешних электронных оболочек атомов сопро-
вождается возникновением фотонов небольшой интенсивности
(малая частота, сравнительно большая длина волны). Приме-
ром является солнечный свет (энергия фотонов 1,8 -г- 3,0 эВ,
длины волн от 4000 А для фиолетовой до 7000 А для красной
границ видимого диапазона). Энергия ионизации любых атомов
превышает энергию фотонов видимой части спектра. Поэтому
видимое излучение при обычных уровнях интенсивности не вы-
зывает ионизации среды. Перестройки атомных ядер, сопровож-
дающиеся переходом их из возбужденного состояния в основ-
ное, приводят к появлению коротковолнового (длины волн
менее 0,1 А) излучения с энергией 1—3 МэВ, достаточной для
ионизации. Такое излучение иногда называют жестким, а его
фотоны — у-квантами.
Промежуточное положение между этими областями (необхо-
димо отметить, что зоны шкалы электромагнитного излучения
не имеют строго фиксированных общепринятых границ, поэто-
му в различных изданиях можно увидеть несколько отличаю-
щиеся друг от друга классификации при сохранении общей тер-
минологии) занимает рентгеновское излучение. Оно возникает
при торможении электронов, предварительно ускоренных до вы-
соких энергий, за счет взаимодействия с атомами тяжелых ма-
териалов, называемых мишенями. Торможению сопутствуют два
процесса. Во-первых, электроны, выбиваемые из внутренних
электронных оболочек атомов мишени, порождают каскад фото-
нов. Их энергия индивидуальна для данного химического эле-
мента, поэтому такое излучение называют характеристическим.
Во-вторых, при торможении электронов в поле ядер мишени
возникает коротковолновое тормозйое излучение, имеющее не-
прерывный спектр и дающее наибольший вклад в суммарную
интенсивность генерируемых электромагнитных волн. В рентге-
новском характеристическом и тормозном излучении преоблада-
ют фотоны высоких энергий, способные вызвать ионизацию ато-
мов окружающей среды. Рентгеновское излучение занимает об-
ласть длин волн от 10“ 2 - 10“ 1 до 102 А.
На рис. 1.1 представлена энергетическая шкала электромаг-
нитного излучения. С точки зрения возможности возникновения
14
ионизирующих излучений при протекании известных в настоящее
время процессов с обычной интенсивностью интерес представляет
правая — коротковолновая (высокочастотная) часть шкалы.
Совершенно особый вид излучений представляют радиоак-
тивные излучения — следствие явления радиоактивности. Ра-
диоактивность и сопутствующее ей ионизирующее излучение
существовали на Земле задолго до зарождения жизни. Радиа-
ция постоянно наполняет космическое пространство. Радиоак-
тивные материалы входят в состав Земли. Человек также не-
много радиоактивен, так как в живой ткани присутствуют в
малых количествах радиоактивные вещества. Однако с момента
открытия этого фундаментального явления прошло лишь не-
многим более ста лет.
В 1896 году французский ученый Анри Беккерель положил
несколько фотографических пластинок в ящик стола и прижал
их куском минерала, содержащего уран. Проявив пластинки, он
обнаружил на них следы каких-то излучений и предположил,
что они генерируются ураном. Вскоре этим явлением заинтере-
совались Мария Кюри и Пьер Кюри, которые и ввели в обиход
термин “радиоактивность”. В 1898 году они заметили, что уран
в процессе излучения энергии превращается в другие химичес-
кие элементы. Один из этих элементов супруги назвали полони-
ем в память о Польше — родине Марии Кюри, а еще один —
радием, поскольку по латыни это слово означает “испускающий
лучи”. Открытие Беккереля и исследования супругов Кюри
были в какой-то степени подготовлены очень важным открыти-
ем в 1895 году Вильгельмом Рентгеном лучей, впоследствии на-
званных в его честь рентгеновскими.
Увы, Анри Беккерель одним из первых столкнулся с непри-
ятным свойством радиоактивности — воздействием на живой
организм. Положив пробирку с радием в карман, он получил
ожог кожи. Мария Кюри умерла, по-видимому, от злокачествен-
ного заболевания крови, поскольку много времени уделяла ра-
ботам с радиоактивными материалами. К сожалению, более 300
15
ученых [2], работавших в то время над новой проблемой, умер-
ли от переоблучения.
Несмотря на то что негативное воздействие облучения на
организм человека становилось все более очевидным, молодые и
талантливые физики того периода продолжали направлять уси-
лия на разгадку тайны загадочных излучений, пытаясь как
можно глубже проникнуть внутрь материи. К сожалению, ре-
зультаты их работы в первую очередь нашли воплощение в
ужасном создании человечества — атомной бомбе (1945 г.).
Лишь позднее атом был поставлен на службу мирному созида-
нию.
Особенность радиоактивного излучения состоит в том, что
для его возникновения не требуются внешние источники энер-
гии. Любой радиоактивный химический элемент выделяет энер-
гию с характерной для него скоростью, на величину которой
нельзя повлиять физическими или химическими воздействиями.
Ядра атомов химических элементов, расположенных в конце
таблицы Д.И. Менделеева, являются менее устойчивыми, неже-
ли ядра с небольшим массовым числом, в которых “парные”
взаимодействия протонов и нейтронов поддерживают стационар-
ное состояние. Ядра тяжелых элементов переобогащены нейтро-
нами. Их число может превышать число протонов более чем в
1,5 раза. Например, в ядре урана- 238 содержатся Z = 92 про-
тона и п - 238-92 = 146 нейтронов. Такие ядра могут испыты-
вать радиоактивный распад — самопроизвольные ядерные пре-
вращения с выделением энергии. Нуклиды, обладающие радио-
активностью, называются радионуклидами.
Пусть N — число ядер радионуклида, не претерпевших ра-
диоактивный распад к моменту времени t, a No — начальное
число ядер этого нуклида при t = 0.
Отйошение dN числа спонтанных ядерных переходов из ос-
новного ядерно-энергетического состояния радионуклида, проис-
ходящих в данном его количестве, к интервалу времени dt, в
течение которого эти переходы произошли, описывается диффе-
ренциальным уравнением
где X называется постоянной распада радионуклида и характе-
ризует вероятность распада на один атом в единицу времени.
Величина
= XN (1.4)
dN
dt
называется активностью радионуклида.
16
После разделения переменных и интегрирования (1.3) полу-
чается закон радиоактивного распада, записываемый одним из
двух способов:
W = Noe"Zt; (1.5)
А=40е"Х‘. (1.6)
В последнем уравнении Ао — активность радионуклида в на-
чальный момент времени t = 0.
Таким образом, число радиоактивных ядер (атомов) и ак-
тивность радионуклида уменьшаются во времени по экспоне-
нциальному закону.
Важной характеристикой радионуклидов является период
полураспада — время, в течение которого распадается половина
атомов. Из (1.5) следует связь между периодом полураспада и
постоянной распада:
т In 2 0,693 п
~ (1-7)
Единицей активности в системе СИ является беккерель
(Бк). Беккерель равен активности радионуклида в источнике
(образце), в котором за время, равное 1 секунде, происходит
одно спонтанное ядерное превращение. Внесистемной единицей
активности является кюри (Ки). Значению 1 Ки соответствует ак-
тивность 1 грамма радия в равновесии с продуктами его распада.
Между единицами существует точная связь: 1 Ки = 3,7 • 1О10 Бк.
Отношение активности радионуклида к массе, объему, пло-
щади поверхности или длине любого объемного, поверхностного
или линейного источника (образца) называется удельной массо-
вой Апг , объемной Ау , поверхностной As или линейной AL ак-
тивностью радионуклида соответственно. Выбор единиц этих ве-
личин определяется конкретной задачей. Например, объемную
активность радионуклида в воде удобно выражать в Бк/л, а в
воздухе — Бк/м3 ввиду того, что суточное потребление воды оп-
ределяется обычно в литрах, а воздуха — в кубических метрах.
Масса m (в граммах) радионуклида, который имеет актив-
ность А, выраженную в беккерелях (без учета массы неактивно-
го носителя), может быть рассчитана по формуле
тп = аМТ1/2А, (1.8)
где М — атомная масса; а — константа, зависящая от единиц,
в которых выражается период полураспада. Если активность
выражается во внесистемных единицах кюри, в последней фор-
17
муле константу а необходимо заменить на а0 . С использовани-
ем (1-8) можно найти активность заданной массы (в граммах)
радионуклида без учета массы неактивного носителя. Значения
констант а и а0 приведены в табл. 1.1.
Таблица 1.1
Значения констант а и ао для формулы (1.8)
Констан та Период полураспада в различных единицах
Секундах Минутах Часах Сутках Годах
а 2,4 10"24 1,44 10"22 8,62 10"21 2,07 10" 19 7,56 10" 17
а0 8,86 10" 14 5,32 10" 12 3,19 10" 10 7,66 10" 9 2,8 10" 6
При размещении образца радия между полюсами магнита
была обнаружена неоднородность потока частиц, уносящих
энергию радиоактивного ядра. Поток оказался разделенным на
три составляющие, названные тремя первыми буквами гречес-
кого алфавита альфа, бета и гамма. В конце второго десятиле-
тия двадцатого века было доказано, что положительно заряжен-
ные альфа-частицы (а-частицы) представляют собой дважды ио-
низованные, т.е. полностью лишенные электронных оболочек,
ядра атома гелия. Отрицательно заряженные бета-частицы (|3-час-
тицы) являются электронами, движущимися со скоростями, близ-
кими к скорости света. Электрически нейтральное гамма-излуче-
ние (у-к ванты) представляют поток электромагнитной энергии.
Проходя через вещество, а-частицы быстро теряют энергию,
производя многократные акты ионизации. Длина их пробега в
воздухе не превышает 10 см. Больший пробег в среде (до 1 м
в воздухе) имеют |3-частицы. Наибольшими длинами распростра-
нения (наибольшей проникающей способностью) в веществе об-
ладают у-кванты. Их пробег в воздухе может составлять десят-
ки метров. (Подробнее о взаимодействии излучения с веществом
см. гл. 5.) Основные свойства альфа-, бета- и гамма-излучений
можно систематизировать с помощью табл. 1.2.
Несмотря на то что радиоактивный распад сопровождается
испусканием корпускулярных частиц и (или) фотонов, число
ядерных превращений в общем случае не совпадает с числом
испускаемых корпускулярных частиц или фотонов. В этой
связи термины “альфа-, бета-, гамма-активность”, которые можно
18
услышать в обиходе или увидеть в непрофессиональных публи-
кациях, являются неправильными, так как активность опреде-
ляется отношением количества ядерных переходов, совершен-
ных за малый промежуток времени, к величине этого промеж-
утка. Связь активности радионуклида с числом испускаемых
корпускулярных частиц или фотонов можно установить, только
зная схему распада нуклида.
Таблица 1.2
Основные свойства а-, р-, у-излучений естественных
радиоактивных веществ
Вид излучения Природа излучения Способность к ионизации Проникающая способность
Альфа Ядро атома гелия Очень высокая Низкая: до 0,1 мм в воде; до одного листа бумаги стандартной толщины; до 10 см в воздухе при нормальном давлении
Бета Быстрый электрон Высокая Средняя: до 0,5 мм в алюминии; до 1 м в воздухе при нормальном давлении
Гамма Электро- магнитное излучение Низкая Высокая: до нескольких сантиметров свинца, десятки метров в воздухе при нормальном давлении
Энергия радиоактивного распада выделяется в результате
превращения одного химического элемента в другой, который
также может оказаться радиоактивным. Испытав серию после-
довательных распадов, ядра, обладающие естественной радиоак-
тивностью, превращаются в стабильные. В 1934 году француз-
ские физики Ирен и Фредерик Жолио-Кюри открыли явление
искусственной (наведенной) радиоактивности. Его суть состоит в
том, что при воздействии нейтронами на ядра стабильных хи-
мических элементов возникают изотопы с искусственной (на-
веденной) радиоактивностью. Изотопами химического элемен-
та называются атомы, имеющие ядра с одинаковым числом про-
тонов, но различающиеся по числу нейтронов. На сегодняшний
день известны около 1700 искусственных радионуклидов. В
табл. 1.3 приведены основные сведения о некоторых естествен-
ных и искусственных радионуклидах.
19
Таблица 1.3
Основные характеристики некоторых естественных
и искусственных радионуклидов
Элемент (изотоп) Заряд ядра Массовое число Период полураспада Вид излучения
Естественные радионуклиды
Уран 92 238 4,5 • 109 лет а
Протактиний 91 231 3,4 104 лет а, у
Торий 90 232 1,4 • Ю10 лет а, у
•Актиний 89 227 22 года а, y
Радий 88 226 1860 лет а, Y
Радон 86 222 3,8 суток а
Полоний 84 210 138 суток а
Свинец 82 210 22 года 3, Y
Калий 19 40 4,5 • 108 лет 3 , Y
Искусственные радионуклиды
Водород 1 3 12 лет 3
Углерод 6 14 5700 лет 3
Фосфор 15 32 14 суток 3
Криптон 30 85 10,4 года 3
Стронций 38 89 50 суток 3 , Y
Цирконий 40 95 64 суток 3
Необий 41 95 35 суток 3» Y
Рутений 44 103 39 суток 3 , Y
Иод 53 131 8 суток 3, Y
Цезий 55 134 2 года 3 > Y
Барий 56 140 13 суток 3, Y
Церий 58 141 33 суток 3 , Y
20
В дальнейшем рассматриваются три вида ионизирующих из-
лучений (а-, ^-частицы, у-кванты (фотоны) рентгеновского или
у-излучения, а также нейтроны, главным источником которых
являются ядерные реакторы).
Выше упоминалось о том, что научные исследования,, свя-
занные с изучением радиоактивности, были небезопасными для
физиков. По данным [1], к 1897 году было описано 23 случая
кожных поражений, вызванных рентгеновским облучением. По-
вреждения, вызываемые в живом организме излучением, явля-
ются тем большими, чем большее количество энергии это излу-
чение передает тканям. Это количество энергии называется
дозой излучения. Дозу излучения организм может получить от
любого радионуклида или их смеси независимо от того, нахо-
дятся они вне организма или внутри его в результате попада-
ния с пищей, водой, воздухом и т.д. Дозы можно рассчитывать
по-разному, учитывая размер облученного участка, место его
расположения, численность группы биологических объектов,
подвергавшихся облучению, а также время, в течение которого
оно происходило.
Основной физической величиной, определяющей степень ра-
диационного воздействия, является поглощенная доза ионизиру-
ющего излучения (для краткости эту величину обычно называ-
ют дозой излучения).
Поглощенной дозой ионизирующего излучения D называет-
ся отношение средней энергии de, переданной излучением веще-
ству в элементарном объеме, к массе dm вещества в этом объеме:
Единицей поглощенной дозы в системе СИ является грей
(Гр). Грей равен поглощенной дозе ионизирующего излучения,
при которой веществу массой 1 кг передается энергия ионизи-
рующего излучения, равная 1 Дж.
Внесистемной единицей поглощенной дозы ионизирующего
излучения является рад. Рад равен поглощенной дозе ионизиру-
ющего излучения, при которой веществу массой 1 г передается
энергия ионизирующего излучения, равная 100 эрг. Связь
между единицами: 1 рад = 10“ 2 Гр.
Введенное определение поглощенной дозы ионизирующего
излучения нуждается в некоторых пояснениях.
1. Под переданной энергией понимается разность между
суммарной кинетической энергией всех заряженных и незаря-
женных частиц, входящих в рассматриваемый объем, и суммар-
ной кинетической энергией всех заряженных и незаряженных
21
частиц, выходящих из этого объема. Если в рассматриваемом
объеме вещества имелись превращения атомных ядер и (или)
элементарных частиц, то к указанной разности прибавляется
разность между суммой всех выделенных энергий и суммой
всех затраченных энергий при любых превращениях атомных
ядер* и (или) элементарных частиц, имевших место в данном
объеме вещества.
2. Переданная и поглощенная энергия излучения в общем
случае различаются. Поглощенная энергия — это полная энер-
гия излучения, потерянная полем при взаимодействиях. Пере-
данная и поглощенная энергия равны, если в рассматриваемом
объеме не происходит изменения энергий за счет превращения
атомных ядер и (или) элементарных частиц, что справедливо во
многих практических задачах.
В биологических объектах поглощенная доза излучения рас-
пределяется неравномерно. Степень воздействия излучения на
человека принято характеризовать максимальными значениями
доз облучения в его теле. Это позволяет избежать превышения
допустимой дозы в любой точке тела. Слово “максимальный”
при этом, как правило, не используют.
Поглощенной дозой в органе или ткани DT R называется
средняя поглощенная доза в определенном органе или ткани че-
ловеческого тела:
DT, R = 77~ J Ddm ’ <1Л°)
ГГЬгр
тт
где тт — масса органа или ткани; D — поглощенная доза в
элементе массы dm.
Поглощенная доза ионизирующего излучения не учитывает
разную степень опасности того или иного вида излучения при
воздействии на человека и другие биологические объекты. При
хроническом облучении человека в малых дозах (до пяти пре-
дельно допустимых годовых доз для всего тела) основным кри-
терием оценки биологического действия излучения является эк-
вивалентная доза.
Эквивалентной дозой ионизирующего излучения Нт R назы-
вается произведение поглощенной дозы и среднего взвешиваю-
щего коэффициента данного вида излучения (коэффициент ка-
чества излучения данного вида) WR :
ht,r-^rdt.r> (1-11)
где DT R — средняя поглощенная доза в органе или ткани Т.
22
При воздействии различных видов излучения эквивалентная
доза равна сумме эквивалентных доз для этих видов излучения:
ЯТ = £ HT,R- (1-12)
R
Единицей эквивалентной дозы в системе СИ является зи-
верт (Зв).
Введенные определения и характеристики ионизирующего
излучения просты для восприятия. Более сложным является оп-
ределение взвешивающего коэффициента для отдельных видов
излучения (коэффициента качества излучения). Для сравнения
биологических эффектов, производимых одинаковой поглощен-
ной дозой различных видов излучений, используется понятие
“относительная биологическая эффективность излучения” (ОБЭ).
ОБЭ излучения — это отношение вызывающих одинаковый
биологический эффект поглощенной дозы образцового рентге-
новского излучения, имеющего непрерывный энергетический
спектр с граничной энергией 180 кэВ, к поглощенной дозе рас-
сматриваемого излучения. Таким образом, ОБЭ является харак-
теристикой, позволяющей сопоставлять биологические последст-
вия действия данного вида излучения и действия образцового
рентгеновского.
Взвешивающий коэффициент для отдельных видов излуче-
ния — это значение ОБЭ, установленное для контроля степени
радиационной опасности. Безразмерной единицей взвешивающе-
го коэффициента является Зв/Гр. Единица зиверт имеет одина-
ковую размерность с единицей грей. Однако это единицы раз-
ных физических величин: 1 Дж/кг = 1 Гр применительно к по-
глощенной дозе, 1 Дж/кг = 1 Зв применительно к эквивалент-
ной дозе.
Средние значения взвешивающих коэффициентов приведены
в табл. 1.4.
При одинаковой поглощенной дозе альфа-излучение гораздо
опаснее бета- или гамма-излучения. Значительную опасность
для биологических объектов представляет также облучение ней-
тронами.
Органы или ткани человека обладают разной чувствитель-
ностью к облучению. Например, при одинаковой эквивалентной
дозе облучения возникновение рака легких более вероятно, не-
жели рака щитовидной железы. Чрезвычайно опасно облучение
гонад (половых желез) из-за риска генетических повреждений.
Для характеристики неравномерного облучения разных органов
или тканей тела человека введено понятие эффективной эквива-
лентной дозы Е. Для определения этой величины необходимо
23
ввести понятие риска. Риск — это вероятность возникновения
неблагоприятных последствий для человека (смерть, снижение
продолжительности жизни, возникновение профессиональных
заболеваний, травматизма, нетрудоспособности и т.д.) вследст-
вие облучения, аварии или других причин, проявление которых
носит стохастический характер. Эффективная эквивалентная
доза определяется выражением
e = Y WTHTt (1.13)
т
где Нт — эквивалентная доза в органе или ткани Т; WT —
взвешивающий коэффициент для ткани или органа Т, т.е. от-
ношение стохастического риска смерти в результате облучения
i-ro органа или ткани к риску смерти от равномерного облуче-
ния тела при одинаковых эквивалентных дозах.
Таблица 1.4
Взвешивающие коэффициенты
для отдельных видов излучения, Зв/Гр
Вид ионизирующего излучения Энергия излучения, МэВ WR
Фотоны, электроны Любая 1
Нейтроны Менее 0,1 5
0,01—0,1 10
0,1—2 20
2—20 10
Более 20 5
Протоны, кроме протонов отдачи Более 2 5
Альфа-излучение, осколки деления, тяжелые ядра Любая 20
В табл. 1.5 приведены значения взвешивающих коэффици-
ентов для тканей и органов. При расчетах необходимо учиты-
вать, что “Остальное” включает надпочечники, головной мозг,
экстраторокальный отдел органов дыхания, тонкий кишечник,
почки, мышечную ткань, поджелудочную и вилочковую желе-
зы, селезенку и матку. В исключительных случаях, когда один
из этих органов (или тканей) получает эквивалентную дозу, Пре-
вышающую самую большую дозу, полученную любым из ука-
24
занных в таблице органов или тканей, этому органу или ткани
следует присвоить коэффициент, равный 0,025, а оставшимся в
рубрике “Остальное” органам или тканям присвоить суммарный
коэффициент, равный 0,025. В остальных случаях величина
WT = 0,05, отведенная на все другие органы, распределяется по-
ровну между ними. Таким образом, WT определяет весовой
вклад данного органа или ткани в риск неблагоприятных пос-
ледствий для организма при равномерном облучении.
Таблица 1.5
Взвешивающие коэффициенты Wt для тканей и органов
Гонады 0,2
Костный мозг (красный), толстый кишечник, легкие, желудок 0,12
Мочевой пузырь, молочная железа, печень, пищевод, щитовидная железа 0,05
Кожа, клетки костных поверхностей 0,01
Остальное 0,05 (0,005)
Организм в целом 1
Эффективная эквивалентная доза при неравномерном облу-
чении органов и тканей равна такой эквивалентной дозе при
равномерном облучении организма, при которой риск неблаго-
приятных последствий будет таким же, как и при рассматрива-
емом неравномерном облучении. Единицы эффективной эквива-
лентной дозы совпадают с единицами эквивалентной дозы.
Годовой эффективной эквивалентной дозой облучения называ-
ется сумма эффективной эквивалентной дозы внешнего облучения,
полученной за календарный год, и ожидаемой эффективной экви-
валентной дозы внутреннего облучения, обусловленной поступле-
нием в организм радионуклидов за этот же год. Единицей годовой
эффективной эквивалентной дозы также является зиверт.
Эквивалентная доза или эффективная эквивалентная доза
характеризует меру ожидаемого эффекта облучения одного ин-
дивидуума и называется индивидуальной дозой. На практике
зачастую возникает необходимость оценивать меру ожидаемого
эффекта при облучении групп людей. Для оценки стохастичес-
ких ожидаемых эффектов облучения персонала или населения
часто используется понятие “коллективная эффективная экви-
валентная доза” SE :
25
оо
оо
S£ = j N(E)EdE = N0 J f(E) EdE ,
(1.14)
о
о
где N(E) EdE — количество лиц, получающих эффективную эк-
вивалентную дозу в пределах от Е до Е + dE; f(E) — статисти-
ческая плотность распределения эффективной эквивалентной
дозы среди облучаемых лиц; NQ — полное число облучаемых
лиц. Если вместо Е в последней формуле использовать эквива-
лентную дозу Нт R , получится выражение для определения
коллективной эквивалентной дозы S.
Единицей коллективной эффективной эквивалентной дозы в
СИ является человеко-зиверт (чел.-Зв).
Мощностью дозы (поглощенной, эквивалентной, эффектив-
ной эквивалентной, коллективной эффективной эквивалентной)
называется отношение приращения соответствующей дозы за
интервал времени dt к величине этого интервала.
Наконец, часто используемыми в радиационной безопаснос-
ти понятиями являются “флюенс” и “плотность потока частиц”.
Флюенсом частиц Ф называется отношение количества частиц
dN, падающих на сферу, к площади ее поперечного сечения da :
нч dN
Ф =----
da
(1.15)
Плотностью потока частиц п называется отношение их флю-
енса к интервалу времени dt:
п = Тг <1Л6>
Единицами флюенса и плотности потока частиц являются
— 2 — 2 — 1
соответственно м , м • с
Глава 2. ИСТОЧНИКИ РАДИАЦИИ
2.1. Естественные источники радиации
Каждый человек должен знать о том, что основную часть
облучения население нашей планеты получает от естественных
источников радиации. Средние годовые эффективные эквива-
лентные дозы облучения от естественных источников составля-
ют около 2,0 мЗв, а от источников техногенного происхождения
— около 0,42 мЗв [2]. Эффективная эквивалентная доза, полу-
чаемая населением от источников радиации, использующихся в
26
медицине, примерно равна 0,4 мЗв, от выпадения радиоактив-
ных осадков — 0,02 мЗв; от использования атомной энергетики
— 0,001 мЗв.
Люди подвергаются облучению двумя способами.
Если радиоактивные вещества находятся вне организма че-
ловека и облучают его снаружи, происходит внешнее облучение.
Когда эти вещества попадают внутрь организма с пищей,
водой или вдыхаемым воздухом, имеет место внутреннее облу-
чение организма.
Облучению от естественных источников радиации подверга-
ется каждый человек. Однако люди получают различные дозы
облучения. Приведенные выше дозовые характеристики являют-
ся осредненными. Уровень радиации в некоторых местах земно-
го шара может оказаться существенно выше среднего. Как пра-
вило, в таких местах залегают радиоактивные породы и люди,
населяющие соответствующие области, подвергаются значитель-
но большему облучению. Доза облучения зависит и от образа
жизни. Применение некоторых строительных и отделочных ма-
териалов, открытых угольных шашлычниц, использование газа
для приготовления пищи, запредельное увлечение герметиза-
цией помещений для уменьшения сквозняков и улучшения зву-
коизоляции увеличивают уровень облучения. Составляющая го-
довой эффективной эквивалентной дозы от естественных источ-
ников возрастает также при частых авиаперелетах.
Из всех естественных источников радиации наибольший
вклад в среднюю годовую эффективную эквивалентную дозу об-
лучения вносят источники земного происхождения -1,675 мЗв,
из которых 1,325 мЗв население получает йутем внутреннего
облучения, а 0,35 мЗв — путем внешнего. Таким образом, ес-
тественные источники радиации в сумме обеспечивают более
5/6 среднегодовой эффективной эквивалентной дозы. Остальная
часть облучения “набирается” в основном за счет космических
лучей — 0,315 мЗв. Соотношение долей внутреннего и внешнего
облучения здесь обратное: внешнее обусловливает среднюю годо-
вую эффективную эквивалентную дозу 0,3 мЗв, а внутреннее —
0,015 мЗв. Естественные источники радиации далее рассматри-
ваются подробнее.
Земная радиация. Основными радиоактивными изотопами,
встречающимися в горных породах, являются калий-40, руби-
дий-87, а также продукты цепочек распада изотопов урана-238
и тория-232. В местах проживания основной массы населения
(примерно 95% от общей численности) составляющая годовой
эффективной эквивалентной дозы облучения за счет земной ра-
диации колеблется от 0,3 до 0,6 мЗв. Около 3% населения по-
лучает за счет земной радиации ежегодно 1 мЗв; около 1,5% —
27
более 1,4 мЗв. Есть места, где уровень естественной радиации
значительно выше [2].
В Бразилии, примерно в 200 км к северу от Сан-Паулу, не-
подалеку от небольшого города Посус-де-Калдас имеется неболь-
шая возвышенность. На ней уровень естественной радиации в
800 раз превышает средний. Соответствующая составляющая го-
довой эффективной эквивалентной дозы доходит до 250 мЗв.
Благодаря счастливому сочетанию исторических событий эта
возвышенность необитаема, однако на морском курорте, распо-
ложенном в 600 км к востоку от нее, зарегистрированы лишь
чуть меньшие уровни радиации.
Гуарапари — небольшой курортный город в Бразилии с на-
селением 12000 человек. Каждое лето он принимает до 30000
отдыхающих со всех континентов. На отдельных участках его
пляжей зарегистрированы уровни радиации 175 мЗв в год, в то
время как на улицах города этот показатель на порядок мень-
ше. Аналогичная ситуация наблюдается в рыбацкой деревне
Меаипе, расположенной в 50 км к югу от Гуарапари. Причиной
аномалии является повышенное содержание тория в песках, ок-
ружающих эти населенные пункты.
На юго-западе Индии почти 70000 человек проживают в ок-
рестности пятидесятикилометровой прибрежной полосы с бога-
тыми торием песками. По данным [2], исследования 8513 чело-
век показали, что годовая эффективная эквивалентная доза, при-
ходящаяся на каждого из них, в среднем составляет 3,8 мЗв. При
этом для более пятисот из обследованных людей этот показа-
тель превышает 8,7 мЗв, а для шестидесяти — 17 мЗв, что в
пятьдесят раз больше средней дозы, получаемой населением от
земных источников радиации.
В Иране, в районе небольшого города Рамсер, бьют ключи,
обогащенные радием. В окрестностях средняя годовая эффектив-
ная эквивалентная доза достигает 400 мЗв. На нашей планете су-
ществуют также другие места с высоким уровнем радиации.
Примерно 2/3 эффективной эквивалентной дозы облучения,
которую человек получает от естественных источников радиа-
ции, попадает в организм с пищей, водой или вдыхаемым воз-
духом. В этом случае происходит внутреннее облучение, обу-
словленное попаданием в организм изотопов радиоактивных
рядов урана-238, тория-232 и (в меньшей степени) калия-40,
который усваивается вместе с нерадиоактивными изотопами
калия, необходимыми для жизнедеятельности человека. Некото-
рые изотопы, например свинец-210 или полоний-210, поступают
в организм с пищей, так как накапливаются в морской рыбе и
моллюсках. Десятки тысяч людей, проживающих на Крайнем
Севере, питаются мясом оленя, отличающимся значительными
28
концентрациями упомянутых изотопов свинца и полония. Эти
изотопы содержатся в лишайниках, служащих для оленей кор-
мом. При регулярном употреблении такого мяса дозы внутрен-
него облучения могут более чем в 35 раз превышать средние.
Люди, живущие в Западной Австралии, где наблюдается по-
вышенная концентрация в почве урана, получают пятидесяти-
семидесятикратные средние дозы из-за использования в качест-
ве одного из продуктов питания мяса кенгуру. На рис. 2.1 изо-
бражена возможная схема попадания радиоактивных веществ е
организм человека.
Рис. 2.1. Возможная схема распространения радиоизотопов
в окружающей среде
Радон. Наиболее значительным из всех естественных источ
ников радиации является радон. Радон — тя’желый (в 7,5 ра:
тяжелее воздуха) радиоактивный прозрачный газ, не имеющие
запаха. Радон со своими дочерними продуктами распада обеспе
чивает примерно 75% индивидуальной эффективной эквива
лентной дозы облучения, получаемой населением земного шар;
за счет естественных источников. Большую часть этой дозь
люди получают от радионуклидов, попадающих в организм
вместе с вдыхаемым воздухом.
В природе радон встречается в виде двух изотопов: радон-221
является одной из составляющих радиоактивного ряда продук
тов распада урана-238, радон-220 является одной из составляю
щих радиоактивного ряда продуктов распада тория-232. Вкла;
2!
радона- 222 в индивидуальную эффективную эквивалентную
дозу облучения примерно в 20 раз больше, нежели радона-220.
Для удобства действие этих изотопов обычно рассматривается
совместно и каждый из них именуется просто радоном.
Радон высвобождается из земной коры повсеместно, однако
его удельная объёмная активность в воздухе в различных точ-
ках земного шара непостоянна (см. табл. 2.1) [2]. Основную
часть дозы облучения от радона человек получает при нахожде-
нии в закрытом и плохо проветриваемом помещении. В зонах с
умеренным климатом концентрация радона, в помещениях в
среднем в 8 раз выше, нежели в наружном воздухе. Для тро-
пических стран подобные измерения не проводились. Можно
предположить, что из-за большей открытости и лучшей венти-
лируемости помещений различие в концентрациях радона внут-
ри и вне помещений там меньше.
Таблица 2.1
Результаты измерений удельной объёмной активности радона в воздухе
в некоторых местах земного шара (средний уровень 2 Бк/м3)
Место Удельная объёмная активность радона в воздухе, Бк/м°
Цинциннати 9,6
Франция 9,3
Нью-Йорк (черта города) 4,8
Великобритания 3,3
Вашингтон 2,9
Япония . 2,1
Боливия 1,5
Филиппины 0,3
Индийский океан 0,07
Марианские острова 0,05
Маршалловы и Каролинские острова 0,02
Радон концентрируется внутри помещений, когда они в зна-
чительной степени изолированы от внешней среды. Поступая в
помещения из грунта путем просачивания через фундамент и
30
пол или высвобождаясь из конструкционных материалов, радон
накапливается внутри жилого или производственного объекта.
В результате могут возникать значительные уровни радиации,
особенно в малоэтажных строениях, стоящих на грунте с повы-
шенным содержанием радионуклидов или в домах, выстроенных
из материалов сомнительного качества по соответствию нормам
радиационной безопасности. Важно знать, что герметизация по-
мещений с целью утепления, шумоизоляции или просто осна-
щения двух-, трехслойными стеклопакетами для придания со-
временного внешнего вида и удобства мытья окон может при-
вести к ухудшению радиационной обстановки.
В конце 70-х годов строения, внутри которых концентрация
радона превышала его среднюю концентрацию в наружном воз-
духе в 5000 раз и выше, были обнаружены в Швеции и Фин-
ляндии. В 1982 году строения с уровнями радиации в 500 раз
превышающими значения в наружном воздухе, были выявлены
в Великобритании и США.
В табл. 2.2 приведены средние показатели, характеризую-
щие удельные массовые активности материалов, применяемых в
строительстве в разные годы в некоторых странах [2]. Видно,
что самые распространенные строительные материалы — дерево,
кирпич, бетон — выделяют немного радона.
Большей активностью обладают гранит и пемза, использо-
вавшиеся в качестве строительных материалов в Германии и
бывшем СССР. Некоторые материалы оказались особенно радио-
активными.
В течение длительного времени в Швеции при производстве
бетона использовались глиноземы. Из такого бетона по различ-
ным оценкам выстроено от трехсот пятидесяти до семисот
тысяч (!) домов. После того как в середине 70-х годов двадца-
того столетия обнаружилась радиоактивность глиноземов, они
перестали применяться в строительстве.
Кальций-силикатный шлак является побочным продуктом
переработки фосфорных руд. Материал характеризуется еще боль-
шим значением удельной массовой активности, нежели глинозе-
мы, однако и он применялся в качестве компонента бетона и дру-
гих строительных материалов в Северной Америке и Канаде.
Фосфогипс также является побочным продуктом одной из
технологий переработки фосфорных руд. Ранее фосфогипс ши-
роко применялся при изготовлении строительных блоков, сухой
штукатурки, перегородок и цемента. Технологии его примене-
ния одобрялись экологами и защитниками окружающей среды,
так как относились к разряду ресурсосберегающих и экологи-
чески чистых. Строительная промышленность Японии в 1974 году
израсходовала 3 миллиона тонн этого материала. Однако фосфо-
31
гипс обладает существенно большей удельной массовой актив-
ностью, нежели природный гипс. Люди, проживающие в домах,
которые построены с использованием этого материала, подверга-
ются на 30% более интенсивному облучению, нежели жильцы
других домов. Коллективная эффективная эквивалентная доза
облучения в результате применения этого материала составляет
около 300.000 чел.-Зв.
Таблица 2.2
Средняя удельная массовая активность некоторых материалов,
используемых в строительстве в различных странах
Материал и страна его использования Средняя удельная массовая активность, Бк/кг
Дерево (Финляндия) 1,1
Природный гипс (Великобритания) 29
Песок и гравий (ФРГ) Более 34
Портланд-цемент (ФРГ) Более 45
Кирпич (ФРГ) 126
Гранит (Великобритания) 170
Зольная пыль (ФРГ) 341
Глинозем (Швеция) в 1974—1979 годах 496
Глинозем (Швеция) в 1929—1975 годах 1367
Фосфогипс (ФРГ) 574
Кальций-силикатный шлак (США) 2140
Отходы урановых обогатительных предприятий (США) 4625
Среди других промышленных отходов с высокой радиоак-
тивностью, применявшихся в строительстве, следует назвать
кирпич из красной глины — отхода производства алюминия,
доменный шлак — отход предприятий черной металлургии и
зольную пыль, образующуюся при сжигании угля.
К сожалению, известны случаи применения в строительстве
даже отходов урановых рудников. В 1952—1966 годах пустая
порода из отвалов обогатительных фабрик, производящих ура-
32
новый концентрат, применялась в качестве строительного мате-
риала и для засыпки строительных площадок под дома в США
(штат Колорадо). В канадском городе Порт-Хоп (провинция Он-
тарио) для строительных целей использовали отходы, остаю-
щиеся после извлечения радия из руды. Если применение гли-
ноземов, фосфогипса и кальций-силикатного шлака осущест-
влялось из-за незнания их радиационных характеристик, то
спрогнозировать крайнюю опасность использования урановых
отходов было нетрудно.
Безусловно, жесткий радиационный контроль строительных
материалов совершенно обязателен. Однако главным источни-
ком появления радона в закрытых помещениях малоэтажных
строений является грунт. Известны случаи, когда жилые дома
возводились на площадках, не прошедших проверку на соответ-
ствие нормам радиационной безопасности. В США (штат Коло-
радо) дома оказались построенными на отходах урановых руд-
ников, в Швеции — на отходах переработки глинозема. Ряд по-
добных примеров может быть дополнен. Вместе с тем даже в
случаях существенно более благоприятного размещения зданий
просачивающийся через пол радон является главным источни-
ком облучения в закрытых помещениях.
Концентрация радона на верхних этажах многоэтажных
домов, как правило, меньше, нежели на нижних. Исследования,
проведенные в Норвегии [2], показали, что концентрация радо-
на в деревянных домах выше, нежели в кирпичных. Это объяс-
няется малой этажностью деревянных домов и худшей изоля-
цией помещений первого этажа от земли (в кирпичных домах
для изоляции обычно используются бетонные плиты с после-
дующей настилкой на них деревянного полд того или иного
вида). Скорость проникновения радона в помещения из земли
определяется толщиной и целостностью (количеством микротре-
щин) межэтажных перекрытий. Самым эффективным средством
уменьшения количества радона, поступающего в помещения из
грунта, является оборудование подвалов вентиляционными уста-
новками. Эмиссия радона из стен уменьшается приблизительно
на порядок при их облицовке пластиковыми материалами, по-
краске масляными красками с предварительным использовани-
ем грунтовок на эпоксидной основе. По данным [2], даже обыч-
ная оклейка стен обоями уменьшает скорость эмиссии радона
примерно на 30%. Дополнительными источниками проникнове-
ния радона в помещения являются вода и природный газ. Кон-
центрация радона в обычной воде (взятой из рек, озер, водохра-
нилищ) очень мала. Средняя удельная объемная активность
такой воды составляет порядка 1 кБк/м3. Вода из некоторых
33
колодцев или артезианских скважин содержит больше радона.
В начале 80-х годов высокое содержание радона было обнаружено
в воде артезианских колодцев в Финляндии (Хельсинки и Вантаа)
— 1200 кБк/м3 и США (Ханкок, штат Мэн) — 1400 кБ/м3.
Даже й центральной системе водоснабжения столицы Финлян-
дии было отмечено очень высокое содержание радона. По оцен-
кам Научного Комитета по действию атомной радиации, среди
всего населения Земли менее 1% жителей потребляет воду с
удельной объемной активностью более 1 МБк/м3 и менее 10% —
с аналогичным показателем, превышающим 100 кБк/м3.
Основная угроза здоровью человека исходит не от прямого
употребления воды с высокой удельной объемной активностью.
В большинстве случаев вода идет на приготовление горячих или
предварительно прокипяченных блюд (супы, чай, кофе, компо-
ты). При кипячении значительная часть радона улетучивается.
При употреблении человеком некипяченой воды радон достаточ-
но быстро выводится из организма. Гораздо опаснее попадание
паров воды с высоким содержанием радона в легкие с вдыхае-
мым воздухом. В наибольшей степени это реализуется в ванных
комнатах, особенно при принятии душа. Обследование жилых
домов, проведенное в Финляндии, показало, что средняя удельная
объемная активность в ванных комнатах (8,5 кБк/м3) оказывает-
ся примерно в три раза выше, нежели на кухне (3 кБк/м3), и при-
близительно в сорок раз выше, нежели в комнатах (0,2 кБк/м3).
Интересные исследования были проведены также в Канаде [2].
В ванной комнате одного из жилых домов включался душ и
проводились измерения зависимости удельной объемной актив-
ности Ау воздуха от времени. В момент включения душа этот
ВОЗ
показатель равнялся 148 Бк/м3, а через семь минут увеличи-
вался более чем на порядок до 3300—3400 Бк/м . Удельная
объемная активность воды составляла Av = 4400 Бк/м3. Инте-
н2°
ресно, что после выключения душа удельная объемная актив-
ность воздуха продолжала нарастать, достигая к концу двадцать
второй минуты после включения значения Ау = 5500 Бк/м3.
ВОЗ
Лишь на двадцать третьей минуте наметилось снижение этого
показателя. Потребовалось более полутора часов после выключе-
ния душа для того, чтобы содержание радона в воздухе пони-
зилось до исходного уровня.
Радон проникает также в природный газ. В результате
предварительной переработки и в процессе хранения газа перед
поступлением к потребителям большая часть радона улетучива-
ется, однако его концентрация в кухонном помещении может
•34
значительно возрасти, если устройства для сжигания или поме-
щение в целом не снабжены системой вытяжной вентиляции.
Если такая система функционирует нормально, использование
газа практически не оказывает влияния на концентрацию радона.
В [2] приводятся данные о вкладе различных источников радона
в среднюю суммарную удельную объемную активность воздуха в
жилых помещениях: стройматериалы и грунт под зданием —
78%; наружный воздух — 13%; вода — 5%; газ — 4%.
Годовая эффективная эквивалентная доза облучения от радона
и его дочерних продуктов равна в среднем 1 мЗв, т.е. половине
от дозы, обусловленной всеми естественными источниками.
Другие естественные источники радиации. Среди прочих ес-
тественных источников радиации необходимо рассмотреть уголь,
фосфаты и термальные воды.
Уголь содержит мало естественных радионуклидов. Их сред-
няя концентрация в земной коре выше, чем в добываемом угле.
Однако при сжигании угля значительная часть его минераль-
ных компонентов спекается в шлак или золу, куда попадают
также радиоактивные вещества. Основная часть золы, а также
шлаки остаются в топочных печах. Легкая зольная пыль попа-
дает в состав отходящих газов топочных устройств. Количество
такой пыли, способной проникнуть в организм человека, зави-
сит от применяемых методов фильтрации и газоочистки. Поэто-
му строгим является рассмотрение радиационных характерис-
тик технологических процессов, связанных с сжиганием угля, а
не исследование проблемы его радиоактивности. Отнесение
этого анализа в раздел естественных источников радиации яв-
ляется условным и оправдано лишь в связи с тем, что исход-
ным продуктом в данном случае является природное полезное
ископаемое.
Согласно современным расчетам [2], производство каждого
гигаватт-года электрической энергии “обходится” человечеству в
2 чел.-Зв ожидаемой коллективной эквивалентной дозы облуче-
ния. В 1979 году такая доза от работающих на угле электро-
станций во всем мире составила около 2000 чел.-Зв.
На приготовление пищи и отопление жилых домов расходу-
ется меньше угля, нежели на сжигание в промышленных
целях. Однако в большинстве случаев при этом не принимаются
меры по очистке дымовых газов, а остатки продуктов сгорания
зачастую выбрасываются прямо на почву. Важным является
также меньшая высота индивидуальных дымоотводных труб,
нежели промышленных. Значительная доля зольной пыли не
рассеивается в атмосфере, а попадает на людей, вдыхается иле
оседает на предметах, используемых ими. До последнего време-
31
ни на это практически не обращается внимание, хотя оценки
[2] свидетельствуют о том, что сжигание угля в домашних ус-
ловиях для приготовления пищи и отопления приводит к по-
вышению коллективной эффективной эквивалентной дозы облу-
чения населения Земли ежегодно приблизительно на 100.000
чел.-Зв.
Весьма незначительная информация имеется о вкладе в об-
лучение населения зольной пыли, собираемой в очистных уст-
ройствах. В ряде стран значительная доля такой пыли исполь-
зуется в народном хозяйстве, в основном в качестве добавки к
цементу и бетону. Зольная пыль используется также при стро-
ительстве дорог, а также для улучшения структуры почв в
сельском хозяйстве. Все эти способы применения могут привес-
ти к увеличению радиационного облучения населения.
Еще одним источником облучения являются термальные во-
доемы. Некоторые страны эксплуатируют подземные резервуары
пара и горячей воды для производства электрической энергии и
отопления домов. В Италии имеется электростанция, турбина
которой приводится во вращение подобным источником. Изме-
рения эмиссии радона, проведенные на станции, показали, что
относительная (на единицу выработанной электроэнергии) кол-
лективная эффективная эквивалентная доза облучения там в
три раза превышает аналогичный показатель электростанций,
работающих на угле. Так как суммарная мощность энергетичес-
ких установок, работающих на геотермальных источниках, в
настоящее время мала, этот вид энергетики практически не
вносит вклада в облучение населения. Вместе с тем в ближай-
шее время этот вклад может оказаться весомым, так как ряд
данных свидетельствует о том, что запасы этого вида энергети-
ческих ресурсов весьма существенны.
Добыча фосфатов ведется во многих местах земного шара.
Фосфаты используются для производства удобрений. Многие
разрабатываемые фосфатные месторождения содержат уран. В
процессе добычи и переработки руды выделяется радон. Сами
удобрения зачастую также характеризуются радиоактивностью.
Содержащиеся в них радиоизотопы проникают из почвы в пи-
щевые культуры. Радиоактивное загрязнение при использова-
нии удобрений обычно бывает незначительным, однако может
возрасти, если удобрения вносятся в землю в жидком виде или
если содержащие фосфаты вещества скармливаются скоту. Пос-
леднее приводит к значительному увеличению удельной объем-
ной активности молочных продуктов. По оценкам [2], перечис-
ленные аспекты использования фосфатов дают ожидаемую кол-
лективную эффективную эквивалентную дозу 6000 чел.-Зв.
36
2.2. Источники радиации, созданные человеком
В течение последних десятилетий людьми создано несколько
сотен искусственных радионуклидов. Диапазон использования
энергии атома в настоящее время исключительно широк — от
медицины и сверхточного диагностического оборудования до
сверхнового ядерного оружия. Если воздействие естественных
источников радиации на население можно осреднить, то инди-
видуальные дозы, полученные от искусственных (техногенных)
источников, сильно разнятся. В большинстве случаев эти дозы
являются малыми, однако иногда (как правило, при нештатных
ситуациях на “ядерных” объектах) облучение, обусловленное
техногенными источниками, оказывается во много раз интен-
сивнее, нежели обусловленное естественными. К сожалению, из-
вестны и чудовищные причины непоправимого переоблучения
огромного количества людей — прямое применение США ядер-
ного оружия против мирных жителей японских городов Хиро-
симы и Нагасаки.
В настоящем разделе анализируются основные техногенные
источники радиационного облучения.
Источники облучения, использующиеся в медицине. Основ-
ной вклад в дозу, получаемую человеком от техногенных источ-
ников радиации, вносят различные медицинские процедуры и
методы лечения, связанные с использованием радиоактивности
или прямого рентгеновского облучения. В странах с небольшой
долей ядерной энергетики в общем энергетическом балансе этот
источник является практически единственной составляющей
техногенного облучения населения.
Радиация используется в медицине для лечения и ранней
диагностики различных заболеваний. Самым распространенным
медицинским прибором является рентгенодиагностический аппа-
рат. Широко распространены также радиоизотопные методы ле-
чения и диагностики. Одним из самых эффективных способов
воздействия на раковые клетки является их локальное облуче-
ние в строго определенных в каждом конкретном случае дозах.
Такая терапия, если к ней прибегнуть своевременно, приводит
к существенному увеличению продолжительности жизни или
полному выздоровлению раковых больных. Вообще, примени-
тельно к раковым заболеваниям действие облучения можно
сравнить с действием змеиного яда, который является смертель-
ным в больших дозах и одновременно очень эффективным ле-
карством при умелом целенаправленном использовании.
Индивидуальные дозы, получаемые людьми от источников
радиации, которые применяются в лечебных целях, изменяются
от нуля (люди, которые не прибегают к соответствующим мето-
37
дам лечения или диагностики и не проходят диспансеризации,
в которую входит флюорографическое обследование) до сотен
(тысяч) среднегодовых доз, получаемых оТ естественных источни-
ков (раковые больные). Получение надежной информации, позво-
ляющей строго оценить “медицинские дозы” населения, является
затруднительным. Точно неизвестны количество человек, ежегод-
но подвергающихся облучению в медицинских целях, характерис-
тики используемого для этого оборудования, а также, какие орга-
ны или ткани преимущественно подвергаются облучению.
Согласно имеющимся данным [2], в развитых странах на
каждую тысячу населения приходится 300—900 рентгенодиаг-
ностических обследований в год (без учета локальной рентгеноди-
агностики зубов и массовой флюорографии). В слаборазвитых и
развивающихся странах этот показатель ниже — 100—200 обсле-
дований. Считается, что 2/3 населения проживает в странах, где
среднее число рентгенологических обследований не превышает
10% от числа обследований в развитых странах. Около половины
обследований приходится на грудную клетку.
Непросто охарактеризовать также эффективные эквивалент-
ные дозы пациентов от медицинского оборудования. Даже при
проведении идентичных исследований в пределах одной страны
в разных клиниках дозы могут различаться более чем на поря-
док. Иногда из-за недостаточной квалификации медперсонала
облучению подвергается больший, нежели это необходимо, учас-
ток поверхности, значительное влияние на дозу облучения па-
циента оказывают также качество и техническое состояние со-
ответствующей аппаратуры. Так, при рентгенологическом обсле-
довании молочной железы эффективная эквивалентная доза об-
лучения в зависимости от качества применяемого оборудования
и профессионализма врача может колебаться от 0,2 до 10 мкЗв.
Значительным достижением в разработке методов рентгено-
диагностики стала компьютерная томография. В настоящее время
этот метод получил широкое распространение, особенно в разви-
тых странах. Его применение при обследованиях почек позволи-
ло уменьшить дозы облучения кожи в 5 раз, яичников — в 25
раз, семенников — в 50 раз по сравнению с обычными методами.
Попытки оценить среднюю дозу, получаемую населением
при рентгенологических обследованиях, привели в 80-х годах
XX века к определению того уровня облучения, который может
привести к генетическим изменениям. Такой уровень называют
генетически значимой эквивалентной дозой или ГЗД. Величина
ГЗД определяется двумя факторами: 1) уменьшением вероятнос-
ти того, что пациент после прохождения курса лечения сможет
иметь детей, по сравнению с вероятностью, существовавшей до
лечения (фактор в значительной степени зависит и от возраста
38
больного); 2) дозой облучения половых желез. ГЗД существенно
зависит от типа проводимого обследования. Обычно самую боль-
шую составляющую в ГЗД вносят обследования таза, нижней
части спины, бедер, мочевого пузыря и мочевыводящих путей.
ГЗД составляла: в Великобритании в 1977 году — 120 мкЗв, в
Австралии в 1970 году, Японии в 1974 и 1979 годах — 150 мкЗв,
в СССР в конце 70-х годов — 230 мкЗв.
Научным комитетом по действию атомной радиации в каче-
стве оценки годовой коллективной эффективной эквивалентной
дозы от рентгенологических обследований в развитых странах
принято значение 1000 чел.-Зв на 1 млн. жителей.
Радиоизотопы используются для исследования различных
процессов, протекающих в организме, а также для локализации
злокачественных опухолей. Радиоизотопные методы диагности-
ки и лечения распространены очень широко, однако все же
применяются реже, нежели рентгенографические. Информация
об использовании радиоизотопов довольно ограниченна. Счита-
ется [2], что в развитых странах на 1000 жителей приходится
до 10—50 обследований. Коллективные эффективные эквива-
лентные дозы составляют 20—150 чел.-Зв на 1 млн. населения.
Суммарная доза, получаемая населением Земли в резуль-
тате сотен миллионов ежегодных рентгенологических обследо-
ваний с применением малых доз, значительно превышает
дозу, получаемую сравнительно малым числом больных
раком. Средняя эффективная эквивалентная доза, получаемая
от всех источников, использующихся в медицине в промыш-
ленно развитых странах, составляет порядка 1 мЗв на каждо-
го жителя, т.е. примерно половину средней дозы, получаемой
за счет естественных источников радиации. Однако необходи-
мо иметь в виду, что средние дозы в разных странах неодина-
ковы и могут различаться в несколько раз. Поскольку в менее
развитых странах облучение в медицинских целях использует-
ся существенно реже, средняя годовая эффективная эквива-
лентная индивидуальная доза за счет этого источника во всем
мире составляет порядка 400 мкЗв. Таким образом, коллектив-
ная эффективная эквивалентная доза для всего населения
Земли равна примерно 2.000.000 чел.-Зв в год.
Ядерные взрывы. С 1945 года практически во всех точках
земного шара в разное время население подвергалось облучению
от радиоактивных осадков, образовавшихся в результате ядер-
ных взрывов в атмосфере. В местах применения ядерного ору-
жия для поражения населения и инфраструктуры японских го-
родов в 1945 году люди подверглись облучению различной сте-
пени тяжести. Облучение является одним из поражающих фак-
торов ядерных взрывов.
39
Наибольшее число испытаний ядерного оружия в атмосфере
проведено с 1954 по 1958 год (взрывы осуществляли Великоб-
ритания, США, СССР; общее количество взрывов колебалось от
10 до 82 в год; суммарная мощность — от 3 до 30 мегатонн в
год) и с 1961 по 1962 год (испытания проводили в основном
США и СССР; общее количество взрывов в 1961 году — около
50, в 1962 году — около 80; суммарная мощность — в 1961
году около 30, а в 1962 году — около 80 мегатонн).
В 1963 году США и СССР подписали договор об ограниче-
нии испытаний ядерного оружия. В соответствии с его условия-
ми испытания ядерного оружия запрещаются в атмосфере, под
водой и в космосе. Начиная с этого времени количество испы-
таний ядерного оружия в атмосфере значительно сократилось.
Несмотря на то что Франция и Китай проводили серии испыта-
ний, их интенсивность, а также суммарная мощность взрывов
были несопоставимы с аналогичными показателями периодов
1954—1958 и 1961—1962 годов. Подземные испытания ядерно-
го оружия проводятся и в настоящее время. Они не сопровож-
даются образованием радиоактивных осадков. Таким образом,
основные отрицательные последствия ядерных испытаний в ат-
мосфере в наибольшей степени проявлялись в периоды наиболь-
шей интенсивности их проведения.
После ядерного взрыва в атмосфере часть радиоактивных
изотопов выпадает на поверхность суши (океана) неподалеку от
места испытания. Другая часть задерживается в тропосфере
(нижнем слое атмосферы), подхватывается ветром и перемеща-
ется на значительные расстояния. Находясь в воздухе прибли-
зительно около месяца и перемещаясь, радиоактивные вещества
постепенно выпадают на землю или в океан. Большая часть ра-
диоактивных изотопов после взрыва выбрасывается в стратосфе-
ру (слой атмосферы, лежащий на высотах 10—50 км от поверх-
ности Земли). Эта часть остается в стратосфере на многие меся-
цы и, перемещаясь, рассеивается практически по всей поверх-
ности земного шара.
В состав радиоактивных осадков входит несколько сотен
различных радионуклидов. Большинство из них имеет либо
малую концентрацию, либо малый период полураспада. В облу-
чение человека основной вклад вносит незначительное число
изотопов. Вклад в ожидаемую коллективную эффективную эк-
вивалентную дозу облучения населения от ядерных взрывов,
превышающий 1%, дают четыре радионуклида: углерод-14,
стронций-90, цирконий-95 и цезий-137. Дозы облучения от этих
изотопов различаются в разные периоды времени после взрыва.
Наименьший период полураспада имеет пирконий-95 — чуть
более двух месяцев; стронций-90 и цезий-137 имеют периоды
40
полураспада около тридцати лет. Углерод-14 имеет самый боль-
шой период полураспада — более пяти тысяч лет, поэтому его
действие является наиболее пролонгированным. На рис. 2.2,а
представлены графики зависимости удельной массовой актив-
ности пищевых продуктов за счет наличия в них изотопов
стронция-90 в различные годы для стран Северного и Южного
полушарий, а на рис. 2.2,6 — графики зависимости удельной
массовой активности, обусловленной наличием цезия-137 [2].
Там же изображены номограммы средней мощности ядерных
взрывов в атмосфере в период 1945—1980 годов. Анализ за-
висимостей свидетельствует об однозначной корреляции ак-
тивности пищевых продуктов с интенсивностью испытаний
ядерного оружия в атмосфере. В 1963 году коллективная сред-
негодовая доза, обусловленная ядерными испытаниями, состави-
ла около 7% дозы облучения от естественных источников, в
1966 году этот показатель уменьшился до 2%, в начале 80-х
годов — стал составлять менее 1%, а в настоящее время он
пренебрежимо мал.
Необходимо заметить, что все приведенные цифры являются
осредненными. Так, на Северное полушарие, где проводилось
большинство ядерных испытаний, выпала большая часть радио-
активных осадков. Люди, находящиеся или проживающие неда-
леко от испытательных полигонов, получили большие дозы об-
лучения. Суммарная ожидаемая коллективная эффективная эк-
вивалентная доза от всех ядерных взрывов, произведенных в ат-
мосфере, составляет порядка 30.000.000 чел.-Зв и будет “усваи-
ваться” человечеством миллионы лет.
Атомная энергетика. Атомные электростанции являются
техногенным источником облучения, вокруг которого после зна-
чительного сокращения количества испытаний ядерного оружия
ведутся наиболее интенсивные дискуссии. Вместе с тем эти
электростанции вносят очень незначительный вклад в суммар-
ное облучение населения. При нормальной работе ядерных энер-
гетических установок выбросы радиоактивных материалов в ок-
ружающую среду являются ничтожными.
Российские атомные электростанции поставляют в сети РАО
“ЕЭС России” более 40 процентов электроэнергии. В 2000 году
впервые достигнут объем выработки атомной электроэнергии,
равный 130 миллиардам кВт • ч. В будущем доля атомной энер-
гии в общем объеме производимой электроэнергии будет увели-
чиваться.
Управляемая ядерная реакция, используемая на атомных
электростанциях, является частью ядерного топливного цикла,
начинающегося с добычи и обогащения урановой руды. Следу-
41
Рис. 2.2. Содержание стронция-90 (а), цезия-137 (б)
в продуктах питания и суммарная годовая
мощность ядерных взрывов в атмосфере
тощим этапом является производство ядерного топлива. Отрабо-
тавшее в ядерном реакторе топливо иногда подвергается вторич-
ной обработке для извлечения урана и плутония. Обычно цикл
заканчивается захоронением радиоактивных отходов. На рис. 2.3
приведены схема ядерного топливного цикла и осредненные
ожидаемые коллективные эффективные эквивалентные дозы об-
42
Рис. 2.2 (окончание)
лучения персонала, обслуживающего цикл, и населения [2].
Схема нуждается в пояснениях.
На каждой стадии цикла в окружающую среду попадают
радиоактивные вещества. В восьмидесятых годах Научным ко-
митетом по действию атомной радиации впервые сделана попыт-
ка оценить дозы, получаемые населением на различных стадиях
за различные промежутки времени. Данная задача является ис-
43
Добыча
шт
Население
О 0.5
Обогащение
Изготовление
тепловыделя-
ющих элемен-
тов (ТВЭЛ’ов)
Реакторы
Регенерация
& 0,04
• 0,0002
1
Захоронение
радиоактивных
отходов
Рис. 2.3. Оценки ожидаемой коллективной эффективной
эквивалентной дозы (чел.-Зв на каждый гигаватт-год
вырабатываемой электроэнергии) на различных этапах
ядерного топливного цикла
ключительно трудоемкой. Основными проблемами на пути ее ре-
шения являются: непостоянство утечки радиоактивных продуктов
даже у однотипных ядерных энергетических установок; отсутст-
вие системы, регламентирующей удаленность атомных электро-
станций от населенных пунктов в зависимости от количества про-
живающего в них населения; существенное различие скоростей
распространения различных радионуклидов в окружающей среде.
Для моделирования ядерного топливного цикла разработаны
модельные установки с типичными конструктивными элемента-
ми, расположенные в типичном географическом районе с типич-
ной плотностью населения. Одновременно изучены данные об
утечках на основных ядерных энергоустановках в мире и опре-
делены средние величины утечек, приходящиеся на гигаватт-
год вырабатываемой электроэнергии.
Примерно половина всей урановой руды добывается откры-
тым способом, а половина — шахтным. Далее руда поступает
44
на обогатительные заводы. Урановые рудники и обогатительные
заводы являются источниками загрязнения окружающей среды
радиоактивными изотопами. Если рассматривать только бли-
жайшие десятилетия, можно приближенно считать, что основ-
ное загрязнение на этапе добычи урана определяется функцио-
нированием рудников. Однако обогатительные заводы могут
многие годы загрязнять окружающую среду, если в их окрест-
ности скапливаются отходы уранового производства. Эти отхо-
ды остаются незначительно радиоактивными на протяжении
миллионов лет. Для уменьшения их влияния на облучение
близко проживающего населения полезно использовать бето-
нирование отвалов.
Урановый концентрат, поступающий с обогатительных заво-
дов, подвергается дальнейшей переработке и очистке на специ-
альных заводах по производству ядерного топлива. В результате
переработок образуются газообразные и жидкие радиоактивные
отходы, однако их количество и дозы облучения, обусловленные
ими, меньше, нежели на других стадиях ядерного цикла.
Величина радиоактивных выбросов ядерных реакторов ко-
леблется в широких пределах. У современных реакторов, не-
смотря на рост их мощности, выбросы постоянно снижаются.
Проблема захоронения радиоактивных отходов атомных
электростанций является исключительно актуальной. Для этих
целей используются могильники отработанного топлива. Его за-
хоронение производится в специальных контейнерах в геологи-
чески стабильных районах суши, а также на дне океана. Пред-
полагается, что захороненные таким образом радиоактивные от-
ходы не будут являться источниками радиационного воздейст-
вия на население и биосферу в течение ближайших 100.000—
1.000.000 лет. Незначительная часть использованного топлива
отправляется на специальные перерабатывающие заводы с целью
извлечения урана и плутония для дальнейшего использования.
По данным Научного комитета по действию атомной радиа-
ции (НКДАР), ядерный цикл дает ожидаемую коллективную
эффективную эквивалентную дозу облучения за счет короткожи-
вущих изотопов около 5,5 чел.-Зв на каждый гигаватт-год электро-
энергии, вырабатываемой на атомных станциях. Процесс добычи
руды вносит вклад 0,5 чел.-Зв, ее обогащение — 0,04 чел.-Зв,
производство ядерного топлива — 0,002 чел.-Зв, собственно экс-
плуатация ядерных реакторов — около 4 чел.-Зв, процессы,
связанные с регенерацией топлива —1 чел.-Зв.
Приблизительно 90% всей дозы облучения, обусловленной
наличием короткоживущих изотопов, население получает в те-
чение года после выброса, а в течение пяти лет — 98%. Практи-
чески вся доза радиоактивного облучения от атомных энергетичес-
45
ких установок воспринимается людьми, проживающими на рас-
стоянии менее 100—250 км от ядерного энергетического объекта.
Ядерный топливный цикл сопровождается также образова-
нием большого количества долгоживущих изотопов, которые
могут распространяться практически по всей поверхности земного
шара. По оценкам НКДАР, коллективная эффективная эквива-
лентная доза облучения такими изотопами составляет 670 чел.Зв
на каждый гигаватт-год вырабатываемой электроэнергии, при-
чем на первые 500 лет после выброса приходится менее 3%
дозы. Таким образом, все население Земли получает от долго-
живущих радионуклидов приблизительно такую же среднегодо-
вую дозу облучения, как доза, получаемая населением, прожи-
вающим в окрестности АЭС, от короткоживущих. Около 90%
всей дозы облучения от долгоживущих изотопов население по-
лучит за время от сотен до сотен миллионов лет после выброса.
Приведенные оценки не являются безоговорочными, и ис-
пользовать их следует с известной долей осторожности из-за за-
висимости от многих оговоренных допущений.
Годовая коллективная эффективная эквивалентная доза об-
лучения от всего ядерного цикла составляет около 1.000 чел.Зв
и не идет ни в какое сравнение (существенно меньше 1%) с
аналогичным показателем, обусловленным наличием естествен-
ных источников облучения.
Другие источники облучения. Источниками облучения явля-
ются и многие общеупотребляемые предметы, содержащие радио-
активные вещества. Особенно интенсивно подобные предметы ис-
пользовались в шестидесятых-восьмидесятых годах XX века, од-
нако многие находятся в эксплуатации в настоящее время.
Очень распространенным источником облучения являются
часы со светящимся циферблатом, изготовленные с применени-
ем радия. В конце семидесятых — начале восьмидесятых годов
они давали годовую дозу, в четыре раза (!) превышающую ту,
что обусловлена утечками на атомных электростанциях. При-
близительно такую же коллективную эффективную эквивалент-
ную дозу облучения, как доза людей, использующих столько же
времени светящиеся часы, получают работники предприятий
атомной промышленности и экипажи авиалайнеров. Впоследст-
вии радий в часах был заменен на прометий-147. Радиоактив-
ные изотопы активно использовались в светящихся указателях
входа-выхода, компасах, телефонных дисках, прицелах и т.д.
На использовании альфа-излучения основан принцип действия де-
текторов задымления помещений, широко применявшихся в США.
К концу 1980 года в Америке было установлено более 26 млн.
подобных детекторов, содержащих америций-241. Радионукли-
ды применяются по настоящее время в дросселях флуоресцент-
46
Таблица 2.3
Средние годовые индивидуальные эффективные дозы облучения Не ,
а также риски появления злокачественных опухолей
с летальным исходом Bi и наследственных нарушений
в первых двух поколениях Вг населения СССР в результате
облучения в 1980—1981 годах
Источники облучения Причина облучения Нд , мЗв R1 R2
10 6, 1/чел.-год
Зстественнь е Космическое излучение,естественные радиоактивные вещества 1 12,5 3,6
Строительные материалы 1,05 17,0 2,0
Угольные электростанции суммарной мощностью 76 ГВт (электр.) 2 • 10" 3 1,9 • 10" 2 2,2 • 10" 3
Удобрения 1,36 • 10" 4 1,4 • 10" 3 3,4 • 10" 4
Техногенны е Рентгенод иагностика 1,4 19 (ведущий фактор — злока- чественные опухоли) 1,4
Испытания ядерного оружия 2,3 • 10" 2 2,4 • 10" 1 6,1 • 10" 2
АЭС суммарной мощностью 12 ГВт (элек.) 1,7 • 10" 4 1,6 • 10" 2 5 10"4
Остальное полное облучение 1,6 • 10" 3 1,6 10"2 4,4 • 10" 3
Полное облучение 3,5 48,8 7,07
ных светильников, а также в других электроприборах и устрой-
ствах. К середине 70-х годов в ФРГ в эксплуатации находилось
почти 100 млн. подобных приборов. При правильной эксплуата-
47
ции и при условии нахождения в исправном состоянии такие
приборы не приводят к заметному облучению.
Для особо тонких оптических линз некоторые изготовители
используют торий. В результате облучается хрусталик глаза.
Неожиданное применение получил в конце XX века уран. Его
стали применять для придания блеска искусственным зубам. Нет
необходимости убеждать в том, что такое использование урана
может привести к неоправданному облучению полости рта.
Строго говоря, источниками рентгеновского излучения явля-
ются также телевизоры, мониторы ЭВМ, а также приборы для
досмотра багажа, однако при правильной настройке и эксплуа-
тации дозы облучения от современных моделей этих электрон-
ных устройств являются ничтожными.
В конце главы полезно рассмотреть сводку данных о сред-
них годовых индивидуальных эффективных эквивалентных
дозах от всех источников облучения для населения нашей стра-
ны. В табл. 2.3 представлены такие дозы облучения населения
СССР в 1980—1981 годах, а также риски появления злокачест-
венных опухолей с летальным исходом и наследственных нару-
шений от различных составляющих облучения [3].
Анализ данных таблицы свидетельствует о том, что естест-
венные источники облучения могут стать причиной приблизи-
тельно 30 случаев смерти от злокачественных опухолей в год на
1 млн. человек населения.
В расчете на все население СССР того времени в результате
воздействия всех компонентов облучения (без специфического
производственного облучения) можно было ожидать примерно
13.000 случаев смерти в год от злокачественных опухолей, а
также около 2.000 наследственных дефектов в первых двух по-
колениях. Выбросы нормально функционирующих атомных
электростанций на онкологическую и наследственную заболева-
емость влияния практически не оказывают.
Глава 3. ДЕЙСТВИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ НА ЧЕЛОВЕКА
Избыточная радиация вредна для биологических су-
ществ. Даже незначительные дозы облучения могут иницииро-
вать до конца не изученную цепь событий, приводящих к по-
явлению злокачественных опухолей через одно-два десятилетия
после облучения, а иногда и по прошествии большего времени.
Вместе с тем ошибочно проводить однозначную корреляцию
между появлением онкологического заболевания и когда-либо
случившимся облучением организма, так как рак, а также по-
вреждения генетического аппарата могут являться следствием
множества других причин.
48
Чтобы вызвать острое поражение организма, дозы облуче-
ния должны превышать определенный уровень. Однако нет ни-
каких оснований считать, что даже в случае облучения значи-
тельными дозами неизбежны онкологические последствия или
повреждения генетического аппарата. Гораздо больший (с не-
предсказуемыми последствиями) вред здоровью может принести
тревожное ожидание “онкологии”, медленно “разъедающее”
нервную систему. Очень важным является понимание того, что
никакие дозы облучения не приводят к онкологическим послед-
ствиям во всех случаях. Действующие в организме реабилита-
ционные механизмы настолько сильны и эффёктивны, что спо-
собны ликвидировать даже крайне тяжелые повреждения.
Недопустимой является и другая крайность, характеризую-
щаяся полным неверием в опасность того, что “не видно глазом
и не чувствуется телом”. Людей, игнорирующих опасность об-
лучения, меньше, нежели его боящихся, однако у многих
свежи в памяти репортажи О горе-героях, “рапортующих” о не-
виданных урожаях грибов, собранных в запретной зоне около
Чернобыльской АЭС, или лакомящихся пойманной в окрестных
озерах рыбой. Вероятность, или риск, возникновения онкологи-
ческих заболеваний у человека, подвергнутого облучению,
выше, нежели у необлученного. Эта вероятность тем выше, чем
выше доза облучения.
3.1. Острое радиационное поражение
Острое радиационное поражение вызывает некоторая порого-
вая доза облучения. Множество сведений получено медиками и
радиобиологами при анализе результатов применения лучевой
терапии для лечения рака. Получен обширный материал о ре-
акции тканей человека на облучение. Эта реакция для разных
органов и тканей неодинакова. Величина дозы, определяющая
тяжесть поражения организма, зависит также от того, получает
ли ее организм сразу или в несколько приемов. Значительное
количество органов успевает в той или иной степени залечить
радиационные повреждения в моменты “передышек” и лучше
переносит серии мелких доз, нежели аналогичную дозу облуче-
ния, полученную за один прием. На рис. 3.1 представлена диа-
грамма, на которой указаны допустимые дозы облучения при
лучевой терапии различных органов онкологических больных.
При этом понятие “допустимые дозы” подразумевает такие
дозы, которые пациент без особого вреда для себя может полу-
чить в течение пяти сеансов в неделю. Термин “без особого
вреда” принадлежит авторам работы [4]. Данные для диаграм-
мы взяты из [2]. Диаграмма дает приблизительное представле-
49
Хрусталик
Кожа
Легкое
Молочная
железа
(взрослая
женщина)
Печать
Костный мозг
Почка
Кишечник
ЙИЧНИК
Матка
Семенник
Рис. 3.1. Допустимые дозы облучения при лучевой терапии различных органов человека
ние о том, насколько различается чувствительность к облуче-
нию разных органов и тканей человека. Представленные на
диаграмме количественные характеристики индивидуальных
поглощенных доз облучения нельзя рассматривать как абсо-
лютно безопасные для здоровых людей.
Очень большие дозы облучения приводят к гибели челове-
ка. Индивидуальные эффективные эквивалентные дозы порядка
100 Зв вызывают настолько серьезные повреждения центральной
нервной системы, что смерть наступает в течение нескольких
часов после облучения. Исключительно высокими следует при-
знать дозы порядка 10 Зв. При облучении такими дозами пора-
жение центральной нервной системы может оказаться не настоль-
ко серьезным, чтобы привести к летальному исходу, однако облу-
ченный умирает через одну-две недели после облучения от много-
численных кровоизлияний в желудочно- кишечном тракте. Очень
высокими, а в 50% случаев смертельными являются дозы 4—5
Зв. Облучение такими дозами может не привести к непоправимым
повреждениям желудочно-кишечного тракта, однако смерть чело-
века может произойти через один-два месяца после облучения из-
за разрушения клеток красного костного мозга — главного ком-
понента кроветворной системы организма.
Итак, индивидуальные эффективные эквивалентные дозы
облучения человека, превышающие 5 Зв, являются смертельны-
ми. Двадцать девять пожарников и специалистов, которые геро-
ически препятствовали распространению последствий аварии на
четвертом блоке Чернобыльской АЭС, подверглись облучению
смертельными дозами и скончались от острой лучевой болезни,
отягощенной механическими травмами и ожогами.
В основе первичных изменений, возникающих в клетках
живого организма под действием облучения, лежит передача
энергии в результате ионизации и возбуждения атомов ткани.
Однако даже при смертельных дозах облучения (около 5 Зв) от-
носительное количество образующихся ионов незначительно —
1015 ионов на 1 см3 ткани. В пересчете на ионизацию молекул
воды это соответствует одной ионизированной молекуле из де-
сяти миллионов. Поэтому ионизацией без анализа ее вторичных
эффектов нельзя объяснить повреждающее действие излучения.
Тепловой эффект от такой дозы также ничтожен и соизмерим с
приемом внутрь пяти граммов воды, подогретой до температуры
40°С. Следовательно, биологическое действие ионизирующего из-
лучения невозможно свести только к образованию ионов или
изменению температуры.
Основным процессом, объясняющим это действие, яв-
ляется разрыв химических связей, приводящий к образованию
высокоактивных соединений (свободных радикалов). Причиной
51
разрыва служит поглощение энергии излучения. Поскольку ос-
новную часть массы тела человека и млекопитающих составляет
вода (для человека примерно 75%), решающее значение имеют
вторичные последствия ионизации ее молекул, проявляющиеся
через химические закономерности последующих реакций, проте-
кающих с участием свободных радикалов.
При ионизации молекулы воды образуются положительно
заряженное соединение Н2О+ и электрон, который может прой-
ти расстояние до нескольких сотен молекулярных диаметров от
места ионизации и, потеряв энергию, либо рекомбинировать,
либо образовать отрицательно заряженное соединение Н2О~. Со-
единения Н2О+ и Н2О“ являются неустойчивыми и разлагаются
на пару стабильных ионов, рекомбинирующих с образованием
молекул воды и двух свободных радикалов 0Нх и Нх. Эти ра-
дикалы отличаются исключительно высокой химической актив-
ностью. Они взаимодействуют с молекулами белков либо непо-
средственно, либо через цепь вторичных превращений, приводя-
щих к образованию активных соединений Н02 и Н2О2 . Эти вза-
имодействия приводят к разрушению клеток живой ткани орга-
низма из-за интенсивного окисления. В противовес деструктив-
ным процессами развиваются также процессы рекомбинации
Воды вида
0Нх + Н9О9 -> Н90 + ОНХ и 0Нх + Н909 Н90 + ОНХ .
Однако при возрастании концентрации свободных радикалов
сверх определенного предела скорость реакции рекомбинации
сильно замедляется, деструктивные процессы становятся необра-
тимыми и для биологического объекта возникает прямая угроза
жизни.
В табл. 3.1 представлены последствия острого облучения че-
ловека. Красный костный мозг и другие элементы кроветворной
системы в наибольшей степени подвержены действию облуче-
ния. Они теряют способность нормально функционировать при
дозах облучения, превышающих 0,5 4- 1 Зв. Вместе с тем эти
органы обладают огромными резервами, позволяющими восста-
навливать их работоспособность, если доза облучения оказалась
не настолько велика, чтобы вызвать поражения большинства
клеток. При облучении части тела уцелевших клеток мозга
обычно бывает достаточно для полного возмещения поврежден-
ных. Повышенной чувствительностью к облучению отличаются
также репродуктивные органы и глаза. Однократное облучение
семенников дозой, превышающей 0,1 Зв, приводит к временной
52
стерильности мужчин, а дозы, превышающие 3 Зв, приводят к
бесплодию. Кроме того, семенники являются органом, для кото-
рого суммарная доза облучения, полученная за несколько циклов,
более опасна, нежели такая же, полученная единовременно. Для
других органов человека справедливо обратное. Яичники менее
чувствительны к действию радиации. Однако однократная доза,
превышающая 3 Зв, все же приводит к бесплодию женщин, хотя
даже более высокие дозы при дробном облучении практически
не сказываются на способности к деторождению.
Таблица 3.1
Последствия острого облучения человека
Индивидуальная эффективная эквивалентная доза облучения, Зв Облучаемый орган Последствия
До 0,25 Все тело Клинические симптомы не обнаруживаются
0,25—0,5 Временное снижение количества лимфоцитов
0,5—1 Тошнота, рвота, состояние угнетения, значительное снижение количества лимфоцитов
1 — 1,5 “Похмелье”, т.е. состояние, схожее с состоянием сильного алкогольного опьянения
1,5—2 Снижение количества лейкоцитов на длительное время
2—3 Очень серьезные поражения клеток костного мозга
3—5 Вероятность гибели человека 50%
Свыше 5 Вероятность гибели человека практически 100%
3—5 Кожа Выпадение волос, краснота и язвы кожного, покрова
3—5 Гонады Бесплодие
53
Наиболее уязвимой для радиации частью глаза является
хрусталик. Погибшие в нем клетки становятся непрозрачными,
а разрастание помутневших участков приводит сначала к ката-
ракте, а затем — к полной слепоте. Помутневшие участки могут
образоваться при дозах, превышающих 1 Зв. Прогрессирующая
катаракта наблюдается при дозах около 5 Зв. Профессиональное
облучение также вредно для глаз: дозы свыше 0,5 Зв, получен-
ные в течение 10—20 лет, могут привести к увеличению плот-
ности и помутнению хрусталика.
Очень чувствительны к действию радиации дети. Небольшие
дозы при облучении хрящевой ткани могут замедлить или даже
остановить у них рост костей и стать причиной появления ано-
малий развития скелета. Считается, что для такого действия ра-
диации не существует порогового эффекта [2]. Облучение мозга
ребенка при лучевой терапии может вызвать изменения в его
характере, привести к потере памяти или даже слабоумию. Не-
благоприятно влияет радиация и на мозг плода, особенно если
мать облучается между восьмой и пятнадцатой неделями бере-
менности. В этот период у плода формируется кора головного
мозга и существует риск того, что в результате облучения ма-
тери (например, при проведении рентгенотерапевтическких ме-
роприятий) родится отсталый ребенок. Именно так пострадали
около тридцати детей, облученных во внутриутробный период
при бомбардировках Хиросимы и Нагасаки.
Многие ткани и органы здоровых взрослых людей не очень
чувствительны к действию радиации. Так, почки выдерживают
суммарную дозу облучения до 23 Зв, полученную в течение
пяти недель, без значительного нарушения функциональных по-
казателей; печень, мочевой пузырь и хрящевая ткань выдержи-
вают соответственно дозы до 40, 55 и 70 Зв за месяц. Легкие
более уязвимы. В их кровеносных сосудах изменения могут
происходить при относительно небольших дозах.
3.2. Рак
Появление злокачественной опухоли (рак) — наиболее се-
рьезное последствие облучения человека небольшими дозами.
Глубокое обследование около ста тысяч человек, переживших
атомные бомбардировки Хиросимы и Нагасаки в 1945 году, по-
казали, что рак является на сегодняшний день единственной
причиной повышения смертности в этой группе населения.
Оценки риска заболеваний раком, выполненные Научным
комитетом по действию атомной радиации, в значительной мере
опираются на результаты обследования людей, переживших эту
трагедию. При оценках используются также материалы о часто-
54
те заболеваний раком жителей островов Тихого океана, на ко-
торые выпали радиоактивные осадки после ядерных испытаний
1954 года, рабочих урановых рудников, населения, проживаю-
щего в зоне, прилегающей к аварийному энергоблоку Черно-
быльской АЭС, а также лиц, регулярно проходящих курс луче-
вой терапии. Однако материалы по Хиросиме и Нагасаки явля-
ются единственным источником результатов тщательного обсле-
дования на протяжении более полувека многочисленной группы
людей всех возрастов, тела которых подвергали приблизительно
равномерному облучению.
Несмотря на значительный объем исследований и явный про-
гресс в этой области, полученные оценки вероятности заболевания
людей раком при тех или иных видах (дозах) облучения нельзя
считать абсолютно надежными. Это объясняется тем, что для до-
стижения приемлемой надежности сведения, полученные в ре-
зультате регулярных (в течение десятилетий) обследований людей,
должны базироваться на следующих показателях:
— максимально точное знание индивидуальных эффектив-
ных эквивалентных доз облучения исследуемого контингента;
— достоверные знания об участках тела, подвергнутых об-
лучению.
Помимо этого должны быть обеспечены:
— высокий уровень диагностических обследований, позво-
ляющий выявлять все виды раковых заболеваний на ранней
стадии;
— наличие “контрольной” группы здоровых людей, не под-
вергавшихся облучению, для объективного сопоставления часто-
ты появления тех или иных заболеваний;
— многочисленность облученного и “контрольного” контин-
гентов для получения статистически достоверных сведений о
частоте возникновения тех или иных заболеваний.
Не менее важным фактором, о котором обычно умалчивает-
ся, является полная внутренняя объективность людей, занима-
ющихся такими исследованиями, их неподверженность влиянию
средств массовой информации, в значительной степени формиру-
ющих настроения в обществе, а также недопустимость воздейст-
вия на исследователей с целью получения “наперед требуемых”
показателей сообразно той или иной общественно-политической
ситуации. Классический вопрос, поставленный А.С. Грибоедовым:
“А судьи — кто?” — становится особенно актуальным.
Даже беглый анализ перечисленных требований свидетельст-
вует о большой сложности установления рисков появления он-
кологических заболеваний вследствие облучения. Дополнитель-
ная неопределенность состоит в том, что почти все данные о
частоте заболевания раком в результате облучения получены
55
при обследованиях людей, получивших относительно большие
дозы (1 Зв и более). Имеется не очень большое количество све-
дений (в их числе материалы об облучении лиц, занимающихся
ликвидацией последствий аварии на четвертом энергоблоке Чер-
нобыльской АЭС после преодоления наиболее критической
фазы) о последствиях облучения меньшими дозами. Практичес-
ки полностью отсутствуют данные о действии облучения, полу-
чаемого населением Земли в повседневной жизни. Поэтому в
ряде случаев для оценок риска населения при малых дозах об-
лучения применяется экстраполяция риска при значительных
дозах в сторону меньших доз.
Первыми в группе раковых заболеваний населения в резуль-
тате облучения стоят лейкозы. Результаты обследований людей,
переживших атомную бомбардировку, свидетельствуют о том,
что лейкозы начали развиваться по истечении двухлетнего
скрытого периода и достигли максимальной частоты появления
спустя шесть-семь лет после взрывов. Затем частота заболевае-
мости начала плавно уменьшаться. Спустя двадцать пять лет
после взрывов частота появления лейкозов у пострадавших от
бомбардировок практически совпала с частотой их появления
среди остального населения.
Сплошные злокачественные опухоли начали появляться
спустя десять лет после облучения. Частота их появления до-
стигла максимального значения в 1980 году, т. е. спустя трид-
цать пять лет после применения атомного оружия. Наиболее
распространенными видами злокачественных опухолей, вызван-
ных действием радиации, являются рак молочной и щитовид-
ной желез. Эти разновидности опухолей поддаются излечению,
если вовремя диагностированы. Значительно худший прогноз
имеет заболевание раком легких, которое также может возник-
нуть у некоторых лиц, подвергавшихся облучению. Необходимо
знать, что вероятность заболевания раком легких у некурящих
облученных людей меньше, чем у облученных курильщиков
при прочих равных условиях. Соответствующие исследования
проведены Научным комитетом по действию атомной радиации
при анализе заболеваемости шахтеров урановых рудников [2].
Иные разновидности злокачественных опухолей встречаются
среди облученных групп населения значительно реже.
3.3. Генетические последствия облучения
Получение объективных данных о генетических последстви-
ях облучения связано с еще большими трудностями, нежели
выявление возможных онкологических последствий. Основными
прйчинами этого являются:
56
1) недостаточная изученность механизмов повреждения ге-
нетического аппарата человека ионизирующим излучением;
2) необходимость проведения исключительно длительных
исследований (несколько поколений) для получения объектив-
ной картины генетических последствий;
3) отсутствие доказательств однозначной взаимосвязи гене-
тических отклонений с облучением.
В настоящее время считается [2], что до 10% всех новорож-
денных детей имеет те или иные генетические отклонения.
Обычно эти отклонения выражаются в очень незначительных
физических недостатках, значительно реже встречаются тяже-
лые состояния, такие, как болезнь Дауна и т.д.
Генетические нарушения можно свести к двум основным
типам: хромосомные аберрации, включающие изменения числа
или структуры хромосом, и мутации в самих генах. Генные му-
тации подразделяются на доминантные (появляются в первом
поколении) и рецессивные (могут появиться в том случае, когда
у обоих родителей мутантным является один и тот же ген, а
могут не проявиться на протяжении многих поколений). Оба
типа аномалий могут обусловить наследственные заболевания в
последующих поколениях.
Глава 4. НОРМЫ ОБЛУЧЕНИЯ
4.1. Общие положения
В соответствии с Федеральным законом Российской Федера-
ции “О радиационной безопасности населения” Na З-ФЗ от
09.01.96 радиационной безопасностью населения называется со-
стояние защищенности настоящего и будущего поколений
людей от вредного для здоровья воздействия ионизирующего из-
лучения.
Основным документом, регламентирующим уровни воздейст-
вия ионизирующих излучений, являются “Нормы радиационной
безопасности НРБ-99". Они применяются при всех воздействиях
на людей ионизирующего излучения природного или искусствен-
ного происхождения. Воздействие от источников искусственного
происхождения обусловлено: а) их нормальной эксплуатацией; б)
радиационными авариями; в) медицинским облучением. Суммар-
ная доза от всех видов облучения используется для оценки радиа-
ционной обстановки, ожидаемых медицинских последствий, обо-
снования защитных мероприятий и прогноза их эффективности.
Главной целью мероприятий по радиационной безопасности
является охрана здоровья людей: 1) непосредственно работаю-
щих с техногенными источниками излучения (группа А); 2) нахо-
57
дящихся по условиям работы в сфере их воздействия (группа
Б); 3) остальной части населения. Охрана здоровья осуществля-
ется от вредного воздействия ионизирующего излучения путем
соблюдения основных принципов и норм без необоснованных ог-
раничений полезной деятельности при использовании излучения
в различных областях хозяйства, науке и медицине.
В основе современных концепций нормирования радиацион-
ного облучения лежит принцип ограничения дозы на человека.
При этом исходят из того, что меры радиационной безопаснос-
ти, необходимые для защиты персонала, работающего с источ-
никами ионизирующих излучений, и населения, будут достаточ-
ны для того, чтобы одновременно защитить все виды живых ор-
ганизмов, хотя и необязательно все особи этих видов. Таким об-
разом, считается, что надежная защита человека от облучения
гарантирует защиту биоценозов (совокупности растений, живот-
ных и микроорганизмов, населяющих данный участок суши
или водоема) и биосферы в целом.
Для обеспечения радиационной безопасности при нормаль-
ной эксплуатации источников излучения необходимо руководст-
воваться следующими принципами:
— непревышение допустимых пределов индивидуальных доз
облучения граждан от всех источников излучения (принцип
нормирования);
— запрещение всех видов деятельности по использованию
источников излучения, при которых полученная для общества
польза не превышает риск возможного вреда от дополнительно-
го облучения (принцип обоснования);
— поддержание на возможно низком достижимом уровне (с
учетом экономических и социальных факторов) индивидуаль-
ных доз облучения и числа облучаемых лиц при использовании
любого источника излучения (принцип оптимизации).
Сегодня в условиях широкого использования ядерной энер-
гетики, частого применения в различных областях разнообраз-
ных источников ионизирующего излучения, повышения радиа-
ционного фона, проявления синергетического действия1 при ком-
бинированном воздействии разных агентов на организм стано-
вится актуальной задача разработки принципов охраны здоро-
вья человека и окружающей его среды с учетом воздействия ио-
низирующих излучений на объекты природной среды (живот-
ные, растения, микроорганизмы).
1 Воздействие характеризующееся тем, что комбинированный эффект двух
агентов, например радиационного и химического, выше, нежели суммарное
действие от каждого из них, определенное в отдельности.
58
В этой связи к изложенным принципам нормирования ра-
диационной безопасности добавляется экологический принцип.
Задачей экологического нормирования является охрана биоре-
сурсов планеты, сохранение генофонда живых организмов в
биосфере, обеспечение среды обитания человека, необходимой
для его нормального существования.
Для обоснования расходов на радиационную защиту при ре-,
ализации принципа оптимизации принимается, что облучение
коллективной эффективной эквивалентной дозой в 1 чел.-Зв при-
водит к потенциальному ущербу, равному потере 1 чел.- года
жизни населения, величина денежного эквивалента которого уста-
навливается методическими указаниями федеральных органов Го-
сударственного санитарно-эпидемиологического надзора в размере
не менее одного годового душевого национального дохода.
Индивидуальный и коллективный пожизненный риски воз-
никновения стохастических (вероятностных) эффектов, которые
клйнической медициной относятся к болезням (злокачественные
опухоли, лейкозы, наследственные болезни), определяются с по-
мощью соотношений
со
riC = J р^) ге EdE;
О
(4.1)
N
R = X ric ’
i = 1
(4.2)
где r, R — соответственно индивидуальный и коллективный по-
жизненный риски; Ё — индивидуальная эффективная эквива-
лентная доза; pt(E)dE — вероятность получения i-м индивиду-
мом годовой эффективной эквивалентной дозы от Е до Е + dE;
гЕ — коэффициент пожизненного риска сокращения продолжи-
тельности полноценной жизни в среднем на 15 лет на один сто-
хастический эффект (от смертельного рака, наследственных де-
фектов, несмертельного рака, приведенного по степени вреда к
последствиям от смертельного рака). Значения коэффициента
гЕ приведены в табл. 4.1.
Индивидуальный риск сокращения продолжительности пол-
ноценной жизни в результате возникновения тяжелых последст-
вий от детерминированных эффектов принимается
г.д = РД2)>Д], (4.3)
где Pf [D > Д] — вероятность для i-ro индивидуума подвергнуть-
ся облучению дозой, превышающей пороговую для наступления
59
детерминированного эффекта дозу Д при обращении с источни-
ком в течение года.
Таблица 4.1
Значения коэффициента пожизненного риска сокращения
продолжительности полноценной жизни в среднем
на 15 лет на один стохастический эффект
Вид облучения Индивидуальная годовая эффективная эквивалентная доза, мЗв гЕ , 1/(чел.-Зв)
Производственное До 200 5,6 10"2
Свыше 200 1,1 10"1
Облучение населения До 200 7,3 10"2
Свыше 200 1,5 10" 1
Облучение коллектива из N работников можно считать оп-
равданным, если выполняется неравенство
N
Z |К Ос + г1дб>г^ V-Y-Р, (4.4)
i = 1
где Ос — среднее сокращение продолжительности полноценной
жизни в результате возникновения стохастических эффектов,
равное 15 лет; Од — среднее сокращение продолжительности
полноценной жизни в результате возникновения тяжелых пос-
ледствий от детерминированных эффектов, равное 45 лет; ст —
денежный эквивалент потери 1 чел.-года жизни населения; V —
доход, планируемый от продажи произведенной продукции; Р —
затраты на основное производство, кроме затрат на мероприя-
тия по обеспечению радиационной защиты; Y — затраты на ме-
роприятия по обеспечению радиационной защиты.
Снижение риска до наименьшего уровня (оптимизация
риска) осуществляется с учетом следующих соображений:
— предел риска регламентирует потенциальное облучение от
всех возможных источников, поэтому при оптимизации для
каждого источника устанавливается граница риска;
60
— существует минимальный уровень риска облучения, ниже
границы которого риск считается пренебрежимо малым и меро-
приятия по его дальнейшему снижению являются нецелесооб-
разными.
Предел индивидуального пожизненного риска в условиях
нормальной эксплуатации при техногенном облучении в течение
года для персонала принимается равным 10“ 3, а для населения
— 5 10“5.
Уровень пренебрежимого риска разделяет области оптимиза-
ции риска и безусловно приемлемого риска и составляет 10“ 6.
4.2. Требования к ограничению техногенного облучения
в контролируемых условиях
Для обеспечения нормальных условий эксплуатации источ-
ников излучения устанавливаются следующие категории облуча-
емых лиц: персонал (группы А и Б) и все население, включая
лиц из персонала вне сферы и условий их производственной де-
ятельности. Для категорий облучаемых лиц устанавливаются
три класса нормативов [5]:
1) основные пределы доз (ПД), которые приведены в табл. 4.2;
2) допустимые уровни монофакторного воздействия (для
одного радионуклида или одного вида внешнего облучения), яв-
ляющиеся производными от основных пределов доз: предел го-
дового поступления (ПГП) в организм человека; допустимые
среднегодовые объемные активности (ДОА); допустимые средне-
годовые удельные активности (ДУА) и другие;
3) контрольные уровни (дозы, уровни активности, плотности
потоков частиц и т.д.), значения которых должны учитывать
достигнутый в организации уровень радиационной безопасности
и обеспечить условия, при которых радиационное воздействие
будет ниже допустимого.
Эффективная эквивалентная доза для персонала не должна
превышать за период трудовой деятельности (50 лет) 1 Зв, а
для населения за период жизни (70 лет) — 70 мЗв. Начало от-
счета периодов — 1 января 2000 года. Основные пределы доз об-
лучения не включают в себя дозы от природного и медицинско-
го облучения, а также дозы, полученные организмом человека
вследствие радиационных аварий. На эти виды облучения уста-
навливаются специальные ограничения. При одновременном
воздействии на человека источников внешнего и внутреннего об-
лучения годовая эффективная эквивалентная доза не должна
превышать пределов доз, указанных в табл. 4.2.
61
Таблица 4.2
Основные пределы доз
Нормируемые величины Пределы доз, мЗв
Персонал (группа А) Население
Годовая эффективная эквивалентная доза 20 в среднем за любые последовательные 5 лет, но не более 50 в год 1 в среднем за любые последовательные 5 лет, но не более 5 в год
Годовая эффективная эквивалентная доза: в хрусталике глаза в коже в кистях и стопах 150 500 500 15 50 50
Допускается одновременное облучение до указанных пределов по всем
нормируемым величинам.
**Основные пределы доз, как и все остальные допустимые уровни облуче-
ния персонала группы Б, равны 0,25 от соответствующих значении для персо-
нала группы А.
***Относится к дозе на глубине 300 мг/см .
****Относится к среднему по площади в 1 см значению в базальном
слое кожи толщиной в 5 мг/см . На ладонях толщина покровного слоя —
40 мг/см . Указанный предел соответствует облучению всей кожи человека при
условии, что в пределах усредненного облучения любого 1 см^ площади кожи
этот предел не будет превышен. Предел дозы при облучении кожи лица обес-
печивает непревышение предела дозы на хрусталик от бета-частиц.
Для женщин в возрасте до 45 лет, работающих с источни-
ками излучения, вводятся дополнительные ограничения. Экви-
валентная доза на поверхности нижней части области живота не
должна превышать 1 мЗв за месяц, а поступление радионукли-
дов в организм за год не должно быть более 0,05 от предела
годового поступления для персонала. В этих условиях эквива-
лентная доза облучения плода за два месяца невыявленной бе-
ременности не превысит 1 мЗв. Администрация предприятия
обязана перевести беременную женщину на работу, не связан-
ную с источниками ионизирующего излучения со дня поступле-
ния информации о беременности на весь период беременности и
грудного вскармливания ребенка. Для студентов и учащихся
старше 16 лет, проходящих профессиональное обучение с ис-
пользованием источников излучения, годовые дозы не должны
превышать значений, установленных для персонала группы Б.
62
При ликвидации аварий, связанных с утечками радионук-
лидов, а также для предотвращения подобных аварий в исклю-
чительных случаях может быть разрешено планируемое повы-
шенное облучение персонала группы А. Повышенное облучение
разрешается только в случае возникновения необходимости спа-
сения людей или для предотвращения их облучения. Планируе-
мое повышенное облучение допускается для мужчин старше 30 лет
при условии их добровольного письменного согласия, подписан-
ного после получения информации о возможных дозах облуче-
ния и сопутствующего им риска для здоровья. Планируемое об-
лучение экипажей находящихся в море судов Военно-морского
флота Российской Федерации с атомными энергетическими ус-
тановками на борту, личного состава аварийно-спасательных и
других специальных формирований выше установленных преде-
лов доз при ликвидации или предотвращении аварии регламен-
тируется ведомственными документами, согласованными с
Минздравом РФ.
Планируемое повышенное облучение в эффективной эквива-
лентной дозе до 0,1 Зв в год и эквивалентных дозах, не превы-
шающих двукратных значений, приведенных в табл. 4.2, допус-
кается с разрешения территориальных органов Государственного
санитарно-эпидемиологического надзора. Облучение в эффектив-
ной эквивалентной дозе до 0,2 Зв в год и эквивалентных дозах
не более четырехкратных значений, приведенных в табл. 4.2,
допускается только с разрешения Федеральных органов сани-
тарно-эпидемиологического надзора. Повышенное облучение не
допускается: а) для работников, ранее облученных в течение
года эффективной эквивалентной дозой 0,2 Зв или эквивалент-
ной дозой, превышающей в четыре раза соответствующие пре-
делы доз, приведенные в табл. 4.2; б) для лиц, которые по ме-
дицинским противопоказаниям не должны работать с источни-
ками ионизирующего излучения. Лица, подвергшиеся облуче-
нию эффективной эквивалентной дозой, превышающей 0,1 Зв в
течение года, при дальнейшей работе не должны подвергаться
облучению дозой, превышающей 20 мЗв в год.
Облучение эффективной дозой свыше 0,2 Зв в год должно
рассматриваться как потенциально опасное. Лица, подвергшие-
ся такому облучению, должны немедленно выводиться из зоны
облучения и направляться на медицинское обследование. После-
дующая работа с источниками излучения этим лицам может
разрешаться только в индивидуальном порядке при наличии их
согласия и разрешения компетентной медицинской комиссии.
Лица, не относящиеся к персоналу и привлекаемые для
проведения аварийных и спасательных работ, должны быть
оформлены и допущены к работам как персонал группы А.
63
4.3. Требования к защите от природного облучения
в производственных условиях
Эффективная эквивалентная доза облучения природными
источниками излучения всех работников, включая персонал, не
должна превышать 5 мЗв в год в производственных условиях
(любые профессии и производства).
Средние значения радиационных факторов в течение года,
соответствующие годовой эффективной эквивалентной дозе 5 мЗв
(при монофакторном воздействии) при продолжительности рабо-
ты 2000 часов в год, средней скорости дыхания 1,2 м3/ч и ра-
диоактивном равновесии радионуклидов уранового и ториевого
рядов в производственной пыли, составляют:
— мощность эффективной дозы гамма-излучения на рабочем
месте — 2,5 мкЗв/ч;
— среднегодовая эквивалентная равновесная объемная ак-
тивность дочерних изотопов (ЭРОА) радона в воздухе зоны ды-
хания — 310 Бк/м3;
— ЭРОА тория в воздухе зоны дыхания — 68 Бк/м3;
— удельная активность в производственной пыли урана-238,
находящегося в радиоактивном равновесии с членами своего
ряда — 40// кБк/кг, где / — среднегодовая общая запылен-
ность воздуха в зоне дыхания, мг/м ;
— удельная активность в производственной пыли тория-232,
находящегося в радиоактивном равновесии с членами своего
ряда — 27// кБк/кг.
При многофакторном воздействии необходимо, чтобы сумма
отношений воздействующих факторов к значениям, приведен-
ным выше, не превышала 1.
Воздействие космических лучей на экипажи самолетов норми-
руется как природное облучение в производственных условиях.
4.4. Требования к ограничению облучения населения
Ограничение техногенного облучения в нормальных услови-
ях. Годовая доза облучения населения не должна превышать ос-
новные пределы доз, указанные в табл. 4.2. Эти пределы отно-
сятся к средней дозе критической группы населения и рассмат-
риваются как сумма доз внешнего облучения за текущий год и
ожидаемой дозы к моменту наступления 70-летнего возраста
вследствие поступления радионуклидов в организм за текущий
год. В целях ограничения облучения населения отдельными
техногенными источниками излучений Федеральным органом
государственного санитарно-эпидемиологического надзора для
этих источников устанавливаются доли предела годовой дозы
исходя из того, что сумма долей не должна превышать пределов
64
доз, указанных в табл. 4.2. Облучение населения техногенными
источниками излучения ограничивается обеспечением их со-
хранности, контролем технологических процессов, ограничением
выброса радионуклидов в окружающую среду, а также меро-
приятиями, применяемыми на стадиях проектирования, эксплу-
атации и прекращения использования источников.
Ограничение природного облучения. В соответствии с нор-
мами радиационной безопасности НРБ-99 [5], допустимое значе-
ние эффективной дозы от суммарного воздействия природных
источников излучения для населения не устанавливается. Сни-
жение облучения населения достигается путем установления ог-
раничений на облучение от отдельных природных источников.
Проектирование новых зданий должно осуществляться так,
чтобы среднегодовая эквивалентная равновесная объемная ак-
тивность дочерних изотопов удовлетворяла неравенству
3P0ARn + 4,66- ЭРОАцн < 100 Бк/м3 , (4.5)
а мощность эффективной дозы гамма-излучения не превы-
шала мощность дозы на открытой местности более чем на
0,3 мкЗв/час.
В эксплуатируемых зданиях сумма, стоящая в левой части
(4.5), не должна превышать 200 Бк/м3. При более высоких зна-
чениях объемной активности должны проводиться защитные
мероприятия, направленные на снижение поступления радона в
воздух помещений, а также их вентиляцию. 'Защитные меро-
приятия должны проводиться также, если мощность эффектив-
ной дозы гамма-излучения в помещениях превышает мощность
дозы на открытой местности более чем на 0,2 мкЗв/ч.
Эффективная удельная активность АЭф природных радионук-
лидов в строительных материалах (щебень, гравий, песок, буто-
вый и пиленный камень, цементное и кирпичное сырье и пр.),
добываемых в их месторождениях или являющихся побочным
продуктом промышленности, а также отходов промышленного
производства, используемых для изготовления строительных ма-
териалов (золы, шлаки и пр.), не должна превышать:
— для материалов, используемых в строящихся и рекон-
струируемых жилых и общественных зданиях (класс I):
Аэф = ARa + l,3Ayh + 0,09AK < 370 Бк/кг, где ARa , Ayh — удель-
ные активности 226Ra и 232Th, находящихся в равновесии с ос-
тальными членами уранового и ториевого рядов; Ак — удельная
активность 40К, Бк/кг;
— для материалов, используемых в дорожном строительстве
в пределах территории населенных пунктов и зон перспектив-
65
ной застройки, а также при возведении производственных со-
оружений (класс II): А^ < 740 Бк/кг;
— для материалов, используемых в дорожном строительстве
вне населенных пунктов (класс III): А^ < 1,5 кБк/кг.
При 1,5 кБк/кг <АЭф< 4 кБк/кг (класс IV материалов) во-
прос об их использовании решается в каждом случае отдельно
по согласованию с Федеральным органом Государственного сани-
тарно-эпидемиологического надзора. Материалы, характеризую-
щиеся АЭф > 4 кБк/кг, не могут использоваться в строительстве.
При содержании природных и искусственных радионукли-
дов в питьевой воде, обеспечивающих среднегодовую эффектив-
ную эквивалентную дозу менее 0,1 мЗв, проведение мероприя-
тий по снижению активности воды не требуется. Предваритель-
ная оценка допустимости использования воды для питьевых
целей может даваться по удельной суммарной альфа- и бета-ак-
тивности, уровни которых не должны превышать соответственно
0,1 и 1,0 Бк/кг. При возможном присутствии в воде 3Н, *4С,
131т 210т>г 223*п 232™к **
I, Pb, Ка и Th определение удельной активности этих
радионуклидов в воде является обязательным.
Уровень вмешательства для 222Rn в питьевой воде составля-
ет 60 Бк/кг (критическим путем облучения людей за счет радо-
на, содержащегося в питьевой воде, является переход радона в
воздух помещения и последующее ингаляционное поступление
его дочерних продуктов).
Удельная активность природных радионуклидов в фосфор-
ных удобрениях и мелиорантах не должна превышать
Au + l,5ATh<4 кБк/кг, где А-^ и Aph — удельные активности
урана-238 (радия-226) и тория-232 (тория-228), находящихся в
радиоактивном равновесии с остальными членами уранового и
ториевого рядов соответственно.
Ограничение медицинского облучения. Принципы контроля
и ограничения радиационных воздействий в медицине основаны
на получении необходимой и полезной диагностической инфор-
мации или терапевтического эффекта при минимально возмож-
ных уровнях облучения. Пределы доз медицинского облучения
не устанавливаются. Однако используется принцип обоснования
назначения медицинских процедур и оптимизации мер защиты
пациентов.
При проведении профилактических медицинских рентгене'
логических и научных исследований практически здоровых лиц
годовая эффективная доза их облучения не должна превышать
1 мЗв. Этот норматив может быть превышен только в условиях
66
неблагоприятной эпидемиологической обстановки, требующей
проведения дополнительных исследований или вынужденного
использования методов с большим дозообразованием.
Проведение научных исследований на людях с источниками
излучения должно осуществляться по решению федерального
органа здравоохранения. При этом требуется обязательное пись-
менное согласие испытуемого и предоставление ему информации
о возможных последствиях облучения.
Лица, которые не являются работниками рентгенорадиологи-
ческих отделений и оказывают помощь в поддержке пациентов
при выполнении рентгенорадиологических процедур, не должны
подвергаться облучению дозой, превышающей 5 мЗв в год.
Мощность дозы гамма-излучения на расстоянии одного
метра от пациента, которому с терапевтической целью введены
радиофармацевтические препараты, не должна превышать при
выходе из отделения радиологии 3 мкЗв/ч.
При использовании источников излучения в медицинских
целях контроль доз облучения пациентов является обязательным.
Требования по ограничению облучения населения в услови-
ях радиационной аварии. В случае возникновения радиацион-
ной аварии должны быть приняты практические меры для вос-
становления контроля над источником излучения и сведения к
минимуму доз облучения, количества облученных лиц, радиоак-
тивного загрязнения окружающей среды, экономических и со-
циальных потерь, вызванных радиоактивным загрязнением.
При радиационной аварии или обнаружении радиоактивного за-
грязнения ограничение облучения осуществляется защитными
мероприятиями, применяемыми, как правило, к окружающей
среде и (или) к человеку. Эти мероприятия могут приводить к
нарушению нормальной жизнедеятельности населения, хозяйст-
венного и социального функционирования территории, т.е.
могут являться вмешательством, влекущим за собой не только
экономический ущерб, но и неблагоприятное воздействие на
здоровье населения, психологическое воздействие на население
и неблагоприятное изменение состояния экосистем. В этой
связи при принятии решений о характере вмешательства (за-
щитных мероприятий) нужно руководствоваться следующими
принципами:
— предполагаемое вмешательство должно принести общест-
ву и прежде всего облучаемым лицам больше пользы, чем
вреда, т.е. уменьшение ущерба в результате снижения дозы
должно быть достаточным, чтобы оправдать вред и стоимость
вмешательства, включая социальную стоимость последнего
(принцип обоснования вмешательства);
67
— форма, масштаб и длительность вмешательства должны
быть оптимизированы таким образом, чтобы чистая польза от
снижения дозы (польза от снижения радиационного ущерба за
вычетом ущерба, связанного с вмешательством) была макси-
мальной (принцип оптимизации вмешательства). Если предпола-
гаемая доза излучения за короткий срок (двое суток) достигает
уровней, при превышении которых возможны клинически опре-
деляемые детерминированные эффекты (см. табл. 4.3), необхо-
димо срочное вмешательство (применение мер защиты). При
хроническом облучении в течение жизни защитные мероприя-
тия обязательны, если годовые поглощенные дозы превышают
следующие уровни для перечисленных органов или тканей: го-
нады — 0,2 Гр; хрусталик глаза — 0,1 Гр; красный костный
мозг — 0,4 Гр. Превышение перечисленных доз приводит к се-
рьезным детерминированным эффектам.
Таблица 4.3
Прогнозируемые уровни облучения, при которых необходимо
срочное вмешательство
Орган или ткань Поглощенная доза в органе или ткани за двое суток, Гр
Все тело 1
Легкие 6
Кожа 3
Щитовидная железа 5
Хрусталик глаза 2
Гонады 3
Плод 0,1
Уровень вмешательства для начала временного отселения
населения составляет 30 мЗв в месяц, для его окончания —
10 мЗв в месяц. Если прогнозируется, что накопленная за один
месяц доза будет находиться выше указанных уровней в тече-
ние года, следует решать вопрос об отселении населения на по-
стоянное место жительства.
При проведении противорадиационных вмешательств преде-
лы доз (табл. 4.2) не применяются. Исходя из указанных прин-
ципов при планировании защитных мероприятий на случай ра-
диационной аварии органами госсанэпиднадзора устанавливают-
68
ся уровни вмешательства для конкретных объектов, вероятных
типов аварии, сценариев развития аварийной ситуации и скла-
дывающейся радиационной обстановки.
Для аварии, повлекшей за собой радиоактивное загрязнение
обширной территории, на основании контроля и прогноза ра-
диационной обстановки устанавливается зона аварии. В ее пре-
делах проводится контроль радиационной обстановки и осущест-
вляются мероприятия по снижению уровней облучения населения.
Принятие решений о мерах защиты населения в случае крупной
радиационной аварии проводится на основании сравнения прогно-
зируемой дозы, предотвращаемой защитным мероприятием, с
уровнями загрязнения А и Б, приведенными в табл. 4.4—4.6.
Таблица 4.4
Критерии для принятия неотложных решений
в начальный период радиационной аварии
Меры защиты Предотвращаемая доза облучения за первые 10 суток, мГр
Все тело Щитовидная железа, легкие, кожа
Уровень А Уровень Б Уровень А Уровень Б
Укрытие 5 50 50 500
Йодная профилактика (только для щитовидной железы) — — 250 — взрослые 100 — дети 2500 — взрослые 1000 — дети
Если уровень облучения, предотвращаемого защитным меро-
приятием, не превосходит уровень А, нет необходимости в вы-
полнении мер защиты, связанных с нарушением нормальной
жизнедеятельности населения, а также хозяйственного и соци-
ального функционирования территории. Если предотвращаемое
защитным мероприятием облучение превосходит уровень А, но
не достигает уровня Б, решение о принятии мер защиты прини-
мается в соответствии с принципами обоснования и оптимиза-
ции с учетом конкретной обстановки и местных условий. Если
уровень облучения, предотвращаемого защитным мероприятием,
достигает и превосходит уровень Б, необходимо принятие соот-
ветствующих мер защиты, даже если они связаны с нарушени-
69
ем нормальной жизнедеятельности населения, хозяйственного и
социального функционирования территории.
Таблица 4.5
Критерии для принятия решений об отселении жителей
и ограничении потребления загрязнённых пищевых продуктов
Меры защиты Предотвращаемая эффективная доза облучения, мЗв
Уровень А Уровень Б
Ограничение потребле- ния загрязненных продуктов питания и питьевой воды 5 за первый год 1/год за последующие годы 50 за первый год 10/год за последующие годы
Отселение . 50 за первый год 500 за первый год
1000 за все время отселения
Таблица 4.6
Критерии для принятия решений об ограничении потребления
загрязненных продуктов питания в первый год
после возникновения аварии
Радионуклиды Удельная активность радионуклида в пищевых продуктах, кБк/кг
Уровень А Уровень Б '
1311, 134Cs, 137Cs 1 10
90Sr 0,1 1
238Pu, 239Pu, 241Am 0,01 0,1
На поздних стадиях радиационной аварии, повлекшей за
собой загрязнение обширных территорий долгоживущими ра-
дионуклидами, решения о защитных мероприятиях принимают-
ся с учетом сложившейся радиационной обстановки и конкрет-
ных социально-экономических условий.
70
Критерии вмешательства на территориях, загрязненных в
результате радиационных аварий. На разных стадиях аварии
вмешательство регулируется зонированием загрязненных терри-
торий, основанным на величине годовой эффективной эквива-
лентной дозы, которая может быть получена жителями при от-
сутствии мер радиационной защиты. Под годовой дозой в этом
случае понимается эффективная эквивалентная доза, средняя у
жителей населенного пункта за текущий год, которая обуслов-
лена искусственными радионуклидами, поступившими в окру-
жающую среду в результате радиационной аварии.
На территории, где годовая эффективная эквивалентная
доза не превышает 1 мЗв, производится обычный контроль ра-
диоактивного загрязнения объектов окружающей среды и сель-
скохозяйственной продукции, по результатам которого оценива-
ется доза облучения населения. Проживание и хозяйственная
деятельность на этой территории по радиационному фактору не
ограничиваются. Сама территория не относится к зонам радио-
активного загрязнения. При величине годовой дозы более 1 мЗв
загрязненные территории по характеру необходимого контроля
обстановки и защитных мероприятий подразделяются на зоны.
На восстановительной стадии радиационной аварии выделяются
следующие зоны.
Зона радиационного контроля — 1 — 5 мЗв. В зоне помимо
мониторинга радиоактивности объектов окружающей среды,
сельскохозяйственной продукции и доз внешнего и внутреннего
облучения населения и его критических групп осуществляются
меры по снижению доз на основе принципа оптимизации и дру-
гие необходимые активные меры защиты населения.
Зона ограниченного проживания населения — 5 — 20 мЗв.
В зоне осуществляются те же меры мониторинга и защиты на-
селения, что и в зоне радиационного контроля. Добровольный
въезд на территорию для постоянного проживания не ограничи-
вается, однако въезжающим разъясняется риск ущерба здоро-
вью, обусловленный воздействием радиации.
Зона отселения — 20 — 50 мЗв. Въезд в зону для постоян-
ного проживания не разрешается, запрещается постоянное прожи-
вание лиц репродуктивного возраста и детей. Осуществляются ра-
диационный мониторинг людей и объектов внешней среды, а
также необходимые меры радиационной и медицинской защиты.
Зона отчуждения — более 50 мЗв. В зоне постоянное про-
живание не допускается, хозяйственная деятельность и приро-
допользование регулируются специальными актами. Осущест-
вляются меры мониторинга и защиты работающих с обязатель-
ным индивидуальным дозиметрическим контролем.
71
Критерии вмешательства при обнаружении локальных радиоак-
тивных загрязнений. Уровень исследования — от 0,01 до 0,3 мЗв/год.
Это такой уровень радиационного воздействия источника на насе-
ление, при достижении которого требуется выполнить исследова-
ние источника с целью уточнения оценки годовой эффективной
дозы и определения дозы, ожидаемой за 70 лет.
Уровень вмешательства — более 0,3 мЗв/год. Это такой уро-
вень радиационного воздействия, при превышении которого тре-
буется проведение защитных мероприятий с целью ограничения
облучения населения. Масштабы и характер мероприятий опре-
деляются с учетом интенсивности радиационного воздействия на
население по величине ожидаемой коллективной эффективной
дозы за 70 лет.
Глава 5. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЯДЕРНЫХ
ИЗЛУЧЕНИЙ С ВЕЩЕСТВОМ
5.1. Взаимодействие а-частиц с веществом
При движении в веществе а-частицы взаимодействуют в ос-
новном с атомными электронами. Корпускулярные а-частицы
имеют небольшие пробеги в веществе, поэтому защита от внеш-
них потоков этого излучения трудностей не представляет. Реше-
ние задачи защиты от альфа-излучения обычно базируется на
знании пробега этой частицы в веществе. Пробеги альфа-частиц
в различных веществах табулированы (см., например, [6, 7]).
Пробег 1а а-частиц, испускаемых естественными альфа-из-
лучающими нуклидами (энергия частиц Еа - 4 4- 7 МэВ), в воз-
духе при нормальном давлении можно рассчитать по соотноше-
нию [8]
;а = 0,318Е*'5, (5.1)
где пробег измеряется в сантиметрах, а энергия — в мегаэлек-
тронвольтах. Длина пробега не превышает 10 см.
Для других сред с атомной массой М и плотностью р пробег
а-частиц с той же энергией (в сантиметрах) можно рассчитать
по формуле:
3
1<г* (5.2)
72
Таблица 5.1
Пробеги а-частиц 1а в (микрометрах или сантиметрах)
•®а ’ МэВ Алюминий (р = 2,7 г/см3), мкм Вода (р = 1 г/см3), см Воздух (р = 1,3 • 10" 3 г/см3), см Медь (р = 8,9 г/см3), мкм Свинец (р=11,3 г/см3), мкм Углерод (р = 2,25 г/см3), мкм
0,1 0,95 1 0,113 0,544 0,845 0,617
0,5 2,56 2,87 0,309 1,46 2,23 1,69
1 4,05 4,96 0,499 2,26 3,34 2,76
2,5 9,32 13,4 1,25 4,88 6,94 6,98
5 22,2 36,2 3,29 10,6 15,3 18,4
7,5 40,1 69 6,23 18,3 26,2 34,7
10 61,6 111 10,2 28,3 42,7 56,1
-q
со
или
10" 4 ^МЕ%
............................. . (Л...
(5.3)
где энергия а-частиц также измеряется в мегаэлектронвольтах.
В табл. 5.1 приводятся пробеги а-частиц для наиболее важ-
ных веществ. Данные для элементов при энергии Еа<7,5 МэВ
взяты из работы [6], для 8 МэВ < Еа < 10 МэВ — из [7].
Из анализа формул (5.1)—(5.3) и данных табл. 5.1 видно,
что проникающая способность а-частиц невелика. Тем не менее
при значительных энергиях (более 7,5 МэВ) пробег а-частиц в
биологической ткани (приблизительно равен пробегу в воде)
может превосходить толщину слоя эпидермиса кожи (70 мкм).
В результате может произойти облучение чувствительных кле-
ток базального слоя.
Для защиты организма от внешних потоков а-частиц доста-
точно тонких защитных экранов. Слой воздуха 6,23 см полнос-
тью поглощает альфа-частицы с энергией 7,5 МэВ. Для защиты
рук от внешнего потока а-частиц с запасом достаточно обычных
хирургических перчаток.
Важной проблемой является защита внешней среды от за-
грязнений радиоактивными веществами при работах с открыты-
ми источниками излучения [5], т.е. предотвращение попадания
радиоактивных веществ внутрь организма, приводящего к внут-
реннему облучению. Значительную роль в решении этой задачи
играют средства индивидуальной защиты (СИЗ) органов дыхания,
пищеварения и кожных покровов человека [9]. Обычно СИЗ при-
меняются в тех случаях, когда безопасность работы не может
обеспечиваться конструкцией оборудования, организацией произ-
водственных процессов и средствами коллективной защиты.
5.2. Взаимодействие Р-частиц с веществом
Проникающая способность электронов или р-частиц опреде-
ляется их пробегом. Потери энергии движущимися электронами
в веществе подразделяются на ионизационные и радиационные.
Ионизационные потери энергии (соответствует подстрочный
индекс и), как правило, являются преобладающими у электро-
нов с энергией до 10 МэВ. При прохождении в веществе эле-
ментарного пути длиной dx, электрон теряет энергию dE, опре-
деляемую по теории непрерывного замедления [10]:
74
'dE'
dx
= 2,46
(5.4)
где Z — заряд ядра рассеивающего атома; М — атомная масса
рассеивающего атома; (3 — отношение скорости электрона к ско-
рости света; р — плотность рассеивающей среды; Те — кинети-
о
ческая энергия электронов, отнесенная к mQ с ; Ii — средний
ионизационный потенциал среды; т0 — масса покоя электрона;
с — скорость света в вакууме.
Функция Е(хе) определяется следующим соотношением:
F(Te) = 1 - р2 + 0,125 т2- (2тг + ljln 2 . (5.5)
Формула (5.4) справедлива в диапазоне энергий электрона
10 кэВ < Е < 10 МэВ. В случае движения электрона в сложном
веществе (например, в воздухе) принято считать, что средние
энергетические потери равны сумме энергетических потерь в со-
их относительного
с учетом
ставляющих компонентах среды
массового содержания [Ю]:
.-1
где
гп
i
I г.
Mt 1
Г zi
«Г In
осредненныи
тенциал сложного вещества; а"1 -
та в составе сложного вещества.
Радиационные потери наблюдаются при
массовая
(Л) > (5.6)
In =
М
i
М
i
ионизационный по-
доля i-ro компонен-
ускоренном движе-
нии свободной заряженной частицы в электрическом поле ядра.
Пролетая в окрестности ядра, заряженная частица отклоняется
от своего первоначального направления движения под действи-
ем кулоновской силы. Эта сила связана с массой заряженной
частицы и ее ускорением вторым законом Ньютона. Свободный
заряд, движущийся с ускорением, излучает электромагнитные
волны, энергия которых пропорциональна квадрату ускорения.
Так как квадрат ускорения обратно пропорционален квадрату
массы, радиационные потери у тяжелых заряженных частиц
значительно меньше, нежели у легких, и обычно не учитыва-
ются. При движении легких (3-частиц радиационные потери
могут быть весьма существенными, в особенности при их рас-
75
пространении в веществах, характеризующихся большим поряд-
ковым номером.
Радиационные потери преобразуются в излучение, называемое
тормозным. Это излучение появляется как следствие торможения
заряженных частиц в электрическом поле ядра. Тормозное излу-
чение возникает также при движении электронов по круговым ор-
битам в ускорителях электронов — бетатроне и синхротроне. Это
излучение называют бетатронным и синхротронным.
Радиационные потери энергии пропорциональны энергии
электронов и квадрату порядкового номера элемента, в котором
они распространяются. Так как ионизационные потери пропор-
циональны первой степени порядкового номера элемента, отно-
шение k радиационных потерь
к ионизационным пропор-
ционально произведению порядкового номера элемента и энер-
гии электронов Ее . Если последнюю выразить в мегаэлектрон-
вольтах, коэффициент k можно найти из соотношения [11]
'dE\
dx
k = *--J
(dE\
= 1,25 10-3ZEe .
(5.7)
dx
Энергию электронов, для которой (при распространении в
том или ином элементе) fe=l, называют критической. Крити-
ческая энергия для железа (Z = 26) равна 31 МэВ, а для свинца
(Z = 82) — примерно 9,8 МэВ. Выше уровня критической энер-
гии радиационные потери преобладают над ионизационными.
Так, в железе радиационные потери у электронов с энергией
100 МэВ в 3,25 раза, а в свинце — в 10,2 раза больше иони-
зационных.
Тормозное излучение электронов с частотами в интервале
рентгеновского излучения получают в специальных рентгенов-
ских трубках с высоким вакуумом. В них электроны ускоряют-
ся до высоких энергий (десятки-сотни килоэлектронвольт) и
тормозятся в специальных мишенях, выполненных из тяжелых
материалов. При торможении испускается рентгеновское излу-
чение, характеризуемое сплошным спектром.
Масса электронов значительно меньше массы тяжелых час-
тиц. При распространении в веществе электроны сильно откло-
няются от направления своего первоначального движения. Их
движение происходит не по прямой линии, как это происходит
с тяжелыми частицами, а по извилистой траектории. Длины
пробегов электронов в веществе значительно превосходят пробе-
76
ги тяжелых заряженных частиц. Так, пробеги Р-частиц в воз-
духе могут достигать одного метра. Практический интерес пред-
ставляет эффективный пробег электронов. Он равен толщине
слоя вещества, в котором происходит полное поглощение элек-
тронов заданной энергии. Для определения эффективных массо-
вых пробегов электронов (отношение эффективного пробега к
плотности вещества, в котором распространяются электроны)
обычно используют эмпирические зависимости. Так, эффектив-
ный массовый пробег Rmg электронов в алюминии находят по
эмпирическим формулам [11]:
= 5,43 1,6 при 1<Ее<2,5 МэВ; (5.8)
= 5,3 - 1,06 при Eg > 2,5 МэВ, (5.9)
где единица измерения R — кг/м2; Eg — максимальная энергия
электронов, МэВ. Последние две формулы с погрешностью пример-
но 10% можно использовать для оценки R^ в воздухе и железе.
5.3. Взаимодействие у-квантов с веществом
Основными процессами взаимодействия у-квантов с вещест-
вом являются фотоэлектрический эффект, комптоновское рас-
сеяние и образование пар. Вероятность того или иного взаимо-
действия у-квантов с веществом характеризуется сечением взаи-
модействия для данного процесса. Обычно сечение взаимодейст-
вия у-квантов измеряется в барнах на один атом (о) или в том-
соновских единицах на электрон (от), соотношение между кото-
рыми имеет вид
т томсон.ед
электрон
1,504 барн
Z атом
(5.10)
где Z — порядковый номер элемента.
Фотоэлектрический эффект. При фотоэлектрическом эффек-
те энергия у-кванта передается одному из связанных электронов
атома, который вылетает из атома с кинетической энергией,
равной разности энергий падающего у-кванта и энергии иониза-
ции той оболочки атома, на которой находился электрон. Фото-
эффект является процессом полного поглощения у-квантов. Се-
чение фотоэффекта Оф растет с увеличением атомного номера,
как ZH (4 < п < 5). Вероятность фотоэффекта сильно уменьшает-
ся с увеличением энергии у-кванта, поэтому вклад фотоэффекта
в поглощение энергии у-квантов с увеличением их энергии па-
77
дает. Например, вклад фотоэффекта в поглощение энергии у-
квантов не превышает 5% для алюминия, меди и свинца при
энергиях более 0,15; 0,4; 1,2; 4,7 МэВ соответственно. Таким
образом, роль фотоэлектрического поглощения становится мало-
существенной уже при Еу > 1 МэВ.
Комптоновское рассеяние. Если энергия у-кванта значитель-
но больше энергии связи электрона в атоме, электрон в процес-
се взаимодействия с у-квантом можно считать свободным. Комп-
тон-эффект представляет собой процесс рассеяния у-квантов на
свободных электронах, в результате которого меняется как на-
правление движения, так и энергия падающих у-квантов. Комп-
тоновское рассеяние происходит на свободных электронах,
вследствие этого основные характеристики явления могут опре-
деляться для единичного электрона, а сечение для атома полу-
чится в результате увеличения сечения единичного электрона в
Z раз. Полное сечение комптоновского взаимодействия <5С про-
порционально порядковому номеру элемента и относительно
медленно уменьшается с увеличением энергии у-квантов. Часто
в рассмотрение вводится средняя относительная потеря энергии
фотона в процессе комптоновского рассеяния:
где Е — энергия падающего фотона; Е' — энергия рассеянного
фотона. С использованием этой величины определяется сечение
®са ®ср
(5-11)
которое называется сечением поглощения энергии или сечением
истинного поглощения у-кванта при комптон-эффекте. В томсо-
новских единицах это сечение можно вычислить с использова-
нием формулы [12]
о
т
са
Г (1 + Е) (2Е2 - 2Е - 1^1
3 In (1 + 2Е) к 8Е2
8 L Е3 Е2 (1 + 2Е)2 3 (1 + 2£)3
(5.12)
где Е измеряется в единицах энергии покоящегося электрона.
Для значений энергий у-квантов Е^«0,5 МэВ комптоновское
сечение обратно пропорционально Е^ , т.е. вероятность комп-
тоновского рассеяния уменьшается медленнее, нежели вероят-
ность фотоэффекта. Поэтому комптон-эффект является преобла-
дающим процессом взаимодействия в широком энергетическом
78
интервале. Даже для таких тяжелых элементов, как свинец, се-
чение комптон-эффекта составляет основную часть полного сече-
ния поглощения в интервале 0,5 — 5 МэВ. Поэтому на практи-
ке достаточно часто взаимодействие у-квантов с веществом
можно считать комптоновским рассеянием.
Образование пар. В электрическом поле ядер при энергии
у-кванта, превышающей удвоенную энергию покоя электрона
(2те с2 = 1,022 МэВ, где те — масса покоя электрона; с — ско-
рость света в вакууме), может протекать процесс образования
пары электрон—позитрон, при котором вся энергия падающего
у-кванта передается образовавшимся частицам и ядру, в поле
которого произошло образование пары. Процесс приводит к пол-
ному поглощению у-кванта. Его энергетический порог равен
1,022 МэВ, после которого происходит медленное возрастание
сечения образования пар. При энергиях у-квантов, превышаю-
щих 4 МэВ, сечение процесса становится приблизительно про-
порциональным In Еу. Оно также пропорционально порядково-
му номеру элемента. Процесс образования каждой пары сопро-
вождается вторичным у-излучением в виде двух фотонов с оди-
наковой энергией, равной ~ те с2 = 0,511 МэВ за счет анни-
гиляции замедлившихся позитрона и электрона. Аннигиляцион-
ное излучение поглощается в месте его образования.
Таким образом, суммарное взаимодействие у-квантов с веще-
ством характеризуется полным сечением, которое представляет
собой сумму сечений фотоэффекта, комптоновского рассеяния и
образования пар :
° = <7ф + Ое + Оп’ (5.13)
а поглощение энергии — полным сечением поглощения энергии:
= °ф + + ’ <5Л4)
На рис. 5.1 приведены зависимости полного сечения (сплош-
ная) и его отдельных составляющих (пунктирные) от энергии у-
квантов для кислорода и свинца. При расчетах взаимодействия
у-квантов с веществом обычно используют макроскопические ха-
рактеристики взаимодействия у-излучения в виде произведения
микроскопического сечения и концентрации атомов: массовый
коэффициент взаимодействия, в который входит концентрация
атомов в расчете на один грамм вещества, и линейный коэффи-
циент взаимодействия, в который входит концентрация атомов
79
в расчете на единицу объема вещества (1 см3). Массовый коэф-
фициент ослабления у-излучения
0,6022 0,4 Z т
= “ПГТ-° = ° ,
М М
(5.15)
где единица измерения W — см2/г; М — атомная масса; о —
сечение, барн. Так как всех элементов, кроме во-
дорода, массовый коэффициент ослабления у-излучения имеет
приблизительно одинаковое значение для всех элементов в той
энергетической области, где преобладающим процессом является
комптон-эффект.
Рис. 5.1. Зависимость полного сечения взаимодействия
и его отдельных составляющих от энергии у-квантов
для кислорода (а) и свинца (б):
1 — комптоновское рассеяние; 2 — фотоэффект;
3 — полное сечение; 4 — образование пар
80
Линейный коэффициент ослабления у-излучения
|l=pW, (5.16)
где единица измерения Ц — 1/см; р — плотность среды, г/см3.
Аналогично определяются коэффициенты поглощения энер-
гии у-излучения Wa и . Значения линейных и массовых ко-
эффициентов взаимодействия у-квантов с различными материа-
лами приводятся в [3].
5.4. Распространение у-квантов
Источники у-излучения порождают поле излучения. Поле
является полностью определенным, если в любой точке про-
странства известны энергетическое и угловое распределения плот-
ности потока у-квантов ф( г? Е, Q). Функция ф( r?E, Q) dEd£l оп-
ределяет число у-квантов в точке пространства с радиус-векто-
ром г/ имеющих энергию в интервале от Е до Е + dE, движу-
щихся в элементе телесного угла d£l в направлении единичного
вектора Q и пересекающих в единицу времени единичную пло-
щадку, нормаль к которой направлена вдоль Q. Результаты рас-
четов и экспериментов по прохождению у-излучения в веществе
часто выражаются через различные интегралы от ф( r?E, Q).
Далее рассматриваются важнейшие из них.
Если детектор излучения изотропный и не различает на-
правлений поступающего излучения, его показания пропорцио-
нальны функции
Ф(г*Е) = / ф(г*Е, П) d£l (5.17)
4тг
или
F( r?E) = J Еф( r?E, Q) d£l , (5.18)
4п
где Ф( г? Е) — плотность скалярного потока у-излучения энергии Е;
F(r?E) — плотность потока энергии у-излучения с энергией Е.
Интенсивность у-излучения определяется соотношением
Д г*) = ]>( r?E) dE . (5.19)
Функция
J( г? Е) = J Пф( r?E, Q) d£l (5.20)
4тг
называется плотностью тока у-излучения с энергией Е.
81
Распределение плотности потока у-квантов определяется из
решения кинетического уравнения Больцмана, описывающего
перенос излучения. Развитые к настоящему времени расчетные
методы решения уравнения Больцмана весьма трудоемки. Реше-
ние практических задач существенно упрощается благодаря ис-
пользованию факторов накопления. Фактор накопления опреде-
ляется отношением эффекта, производимого всеми у-квантами,
к эффекту, производимому нерассеянными у-квантами. В зави-
симости от характера регистрируемого эффекта различают не-
сколько типов факторов накопления.
Фактор накопления плотности потока у-квантов оп-
ределяется отношением плотности скалярного потока нерассеян-
ных и рассеянных у-квантов (]ф( г?Е) dE^ к плотности скаляр-
ного потока нерассеянных у-квантов (]ф0( r?E)dE^z
|ф( г* E)dE
BN(r>) =------------ (5.21)
f Фо( r?E) dE
Аналогично определяется фактор накопления плотности по-
тока энергии у-излучения:
(F( г? Е) dE
ВЕ(г>) =------------. (5.22)
Jf0( r?E) dE
При расчетах энерговыделения от у-излучения используется
фактор накопления поглощенной энергии в интересующей нас
среде:
/ц„(Я) Я( г? Е) dE
Ва(Е>) =------------------. (5.23)
fn„CE) Яо( г? Я) dE
Из определения фактора накопления следует, что его значе-
ние всегда не меньше единицы.
Плотность потока энергии Fo( f? Е) нерассеянных у-квантов,
испускаемых точечным изотропным источником, который излу-
чает в единицу времени Sy у-квантов с энергией Ео на рассто-
янии г* от источника, составляет
Fo( rt Е) =
Sy Ео exp (- |lr)
4лг2
(5.24)
82
Поскольку точки с координатой г* могут достигнуть также
у-кванты, испытавшие одно или несколько комптоновских рас-
сеяний, истинная плотность потока энергии будет больше, чем
Fo . Это увеличение можно учитывать с помощью введения фактора
накопления. В случае точечного изотропного моноэнергетического
источника выражение интенсивности у-излучения имеет вид
Д г*) = J F( r?E) dE = ВЕ( J Fo( r?E) dE =
¥о
= В£(Ц r?Eq) —exp (- |ir) . (5.25)
47ГГ
Фактор накопления зависит от начальной энергии у-кван-
тов, геометрии источника, композиции и толщины вещества, а
также от расстояния, проходимого излучением в веществе. Фак-
торы накопления для бесконечной среды рассчитываются мето-
дом моментов, а для сред конечных размеров — методами
Монте-Карло и многократного рассеяния (для точечных изо-
тропных и плоских источников с заданным угловым распреде-
лением в различных гомогенных средах). Для проведения ана-
литических расчетов с использованием факторов накопления
можно использовать соотношения
Ва(цг, Ео) = ехр Гц(Е0) - ЦаСЕ0) ] г
(5.26)
или
Ва(цг, Ео) = 1 +
Ц(Е0) - ца(Е0)
нА)
р(Е0) г .
(5.27)
5.5. Взаимодействие нейтронов с веществом
Основными взаимодействиями быстрых нейтронов с ядрами
среды, при которых заметная часть кинетической энергии ней-
тронов передается ядрам отдачи, являются упругое и неупругое
рассеяние, реакция радиационного захвата нейтрона, реакции с
образованием заряженных частиц, а также (га , 2га)-реакция.
Доля g(E) кинетической энергии нейтрона, передаваемая
ядру отдачи при ядерных реакциях, может определяться на ос-
новании законов сохранения импульса и энергии при элемен-
тарном акте взаимодействия нейтрона с ядром.
Для упругого рассеяния нейтронов
-
^) = ^77?(1’w’ (5’28)
83
где Е — энергия налетающего нейтрона; М — атомная масса
ядра-мишени; Ц — средний косинус угла рассеяния нейтрона по
отношению к его первоначальному направлению движения в
системе центра инерции (характеризует степень анизотропии
рассеяния нейтрона). Для изотропного рассеяния |1 = 0. Изотроп-
ное рассеяние наблюдается при малых энергиях нейтронов с ор-
битальным квантовым числом 1 = 0. При значительных энергиях
характерна анизотропия рассеяния. Для оценочных расчетов
степени анизотропии рассеяния нейтронов, характеризующихся
орбйтальным квантовым числом I = 1, авторами работы [13] по-
лучена формула
2
ц = 0,07 М3 Е , (5.29)
где Е — энергия нейтронов, измеренная в мегаэлектронвольтах.
При увеличении энергии нейтронов, характеризующихся орби-
тальным квантовым числом 1 = 1, рассеяние осуществляется
преимущественно в направлении первоначального движения
нейтрона.
Реакция упругого рассеяния аналогична упругому столкно-
вению двух шаров. Между нейтроном и ядром происходит пере-
распределение кинетической энергии без изменения внутреннего
состояния ядра. Если кинетическая энергия нейтрона больше
кинетической энергии ядра, рассеянный нейтрон замедляется, а
ядро ускоряется, и наоборот. Сечение упругого рассеяния боль-
шинства веществ зависит от энергии нейтрона только для нейтро-
нов быстрых энергий. Для нейтронов тепловых и промежуточных
энергий это сечение практически постоянно. Исключением явля-
ется водород. В тепловой области сечение его упругого рассеяния
резко уменьшается, в промежуточной — остается постоянным, а
в быстрой — снова падает до 4—5 барн.
Для неупругого рассеяния нейтронов в работе [14] получено
соотношение
2М L М+1 Q Л М + 1
Е (М +1)21.1 2М Е + и I1 2М
(5.30)
где Q — энергия возбуждения составного ядра при неупругом
рассеянии; |д/ — средний косинус угла рассеяния ядра отдачи
по отношению к первоначальному направлению движения ней-
трона.
Если уровни возбуждения составного ядра при неупругом
рассеянии неразрешимы, можно использовать соотношение [14]
84
---^~^ + — +2ц'
(М + I)2 М2
I
(ЕЕ') 2
М (М + 1)
(5.31)
где Е' — энергия нейтрона после неупругого рассеяния в систе-
ме центра инерции.
В результате реакции неупругого рассеяния ядро-мишень
переходит в возбужденное состояние. Нейтрон передает ему
часть кинетической энергии, равной энергии возбуждения ядра.
Затем возбужденное ядро переходит в основное состояние, ис-
пуская у-кванты. Неупругое рассеяние — пороговая реакция.
_ М + 1 тгг
Энергия порога ^пор = ——VVj , где — энергия первого
возбужденного уровня ядра. Величина W\ уменьшается с ростом
массового числа М от нескольких мегаэлектронвольт до 100 ки-
лоэлектронвольт и ниже. Следовательно, неупругое рассеяние
нейтронов происходит только в быстрой области и на тяжелых
ядрах. Сечение неупругого рассеяния становится отличным от
нуля при энергии порога. Своего максимального значения оно
достигает при энергиях нейтрона 10—15 МэВ.
Для реакции (п , 2п), например
9Ве + п —> 2га + 2 (4Не) + у ,
в соответствии с [12]
2„СЕ) = (М- 1)
х M-f(M+l)
(М + I)2 + М (М + I)3 (М - 1)
где Q — энергия реакции (и , 2п).
Для реакции радиационного захвата нейтронов (и , у), на-
пример
10Ве + п —> 4Не + 7Li + у ,
в соответствии с [12]
ёи ’ ~ 2 (М + 1) т0 с2 Е ’
(5.33)
85
где nt — число у-квантов с энергией Et , испускаемых при радиа-
ционном захвате нейтрона; — энергия у-кванта; (М + 1) т0 с2 —
энергия покоя составного ядра.
Глава 6. МЕТОДЫ РЕГИСТРАЦИИ И ИЗМЕРЕНИЯ
ХАРАКТЕРИСТИК ИОНИЗИРУЮЩИХ ИЗЛУЧЕНИЙ
В предыдущих главах рассмотрены механизмы возникнове-
ния ионизирующих излучений, их виды, биологическое дейст-
вие, а также основные процессы взаимодействия с веществом.
Некоторые эффекты, характеризующие прохождение ионизиру-
ющего излучения через вещество (ионизация, испускание фото-
нов, выделение тепла), лежат в основе функционирования де-
текторов, которые предназначены для регистрации излучения
того или иного вида, а также определения его основных харак-
теристик.
6.1. Ионизационные методы регистрации излучения
Работа многих детекторов основана на способности излуче-
ний к ионизации атомов. Под воздействием регистрируемого из-
лучения в среде, заполняющей рабочий объем детектора, возни-
кают заряженные частицы — положительные ионы и отрица-
тельные электроны. Ионизацию вещества, возникающую вслед-
ствие непосредственного воздействия ионизирующего излучения,
принято называть первичной. Заряженные частицы, возникшие
в результате первичной ионизации, в свою очередь, могут вы-
звать дальнейшую ионизацию и возбуждение атомов рабочей
среды. Гамма-кванты могут вырывать из атомов фотоэлектроны и
образовывать пары электрон—позитрон. Эти заряженные частицы
также могут принять участие в процессе ионизации рабочей среды
детектора. Измеряя заряд в детекторе, можно определить харак-
теристики излучения, проходящего через его рабочий объем.
Самыми распространенными детекторами ионизирующих
излучений являются газонаполненные. Они имеют несколько
разновидностей, которые рассматриваются ниже. Конструктивно
газонаполненные детекторы представляют собой сосуды с двумя
вмонтированными электродами, к которым приложена разность
потенциалов U. Неионизованный газ является хорошим изоля-
тором. Однако если в объеме детектора распространяется излу-
чение, вследствие его ионизирующего действия проводимость
газа увеличивается. Протекание ионизационного тока зависит
от свойств газа, приложенного напряжения и формы электро-
дов. Зависимость силы тока I, протекающего в газонаполненном
86
детекторе, от напряжения U называется вольт-амперной харак-
теристикой. Вольт-амперные характеристики основных разно-
видностей газонаполненных детекторов изображены на рис.6.1.
Рис. 6.1. Вольт-амперные характеристики основных
разновидностей газонаполненных детекторов
При небольших напряжениях, прикладываемых к электро-
дам, скорость направленного движения ионов незначительна и
оказывает малое влияние на их перемещение. Преобладает теп-
ловое (хаотичное) движение ионов. В результате многочислен-
ных столкновений ионов с атомами, электронами, а также
между собой происходят два явления: рекомбинация и диффу-
зия ионов. Скорость рекомбинации зависит от плотности ионов
в газе. Чем больше плотность электронов и положительных
ионов, тем выше скорость рекомбинации. С увеличением ско-
рости ионов их время взаимодействия, а вместе с ним и ско-
рость рекомбинации уменьшаются. Плотность ионов, образую-
щихся под воздействием ионизирующего излучения, неравно-
мерна по объему газа. Вследствие различной плотности и теп-
лового движения ионы диффундируют в объеме детектора, т.е.
перемещаются из мест с большей плотностью в места с мень-
87
шей. Процессы рекомбинации и диффузии ионов уменьшают
ток через детектор. Это является следствием того, что не все об-
разовавшиеся ионы могут попасть на электроды.
С повышением напряжения диффузия и рекомбинация
ионов уменьшаются и количество ионов, достигших электродов,
увеличивается. При определенном напряжении все ионы, по-
явившиеся в результате действия ионизирующего излучения на
газонаполненный промежуток (первичные ионы), достигают
электродов. Дальнейшее повышение напряжения практически
не изменяет значения тока , называемого током насыщения.
В рассмотренной области напряжений работают ионизационные
камеры.
Если продолжать увеличивать разность потенциалов между
электродами, легкоподвижные электроны между двумя последо-
вательными столкновениями получат такую кинетическую энер-
гию, которая является достаточной для ионизации атомов
среды. Эта ионизация называется вторичной и характеризуется
появлением процесса размножения зарядов. Наличие дополни-
тельных зарядов приводит к увеличению тока. Такое явление на-
зывается газовым усилением и характеризуется коэффициентом
газового усиления k, равным отношению заряда, собираемого на
электродах, к первичному заряду, обусловленному действием ио-
низирующего излучения. В области насыщения k = 1. Начиная с
верхней границы области насыщения коэффициент газового уси-
ления резко возрастает и в пределах следующей области зависит
только от прикладываемого напряжения. Таким образом, в преде-
лах некоторой области каждому значению напряжения соответст-
вует свой коэффициент газового усиления. Размножение зарядов
при этом напряжении пропорционально первичному заряду. Об-
ласть напряжений, в пределах которой коэффициент k не зависит
от первичного заряда, называется областью пропорциональности.
На ее верхней границе значения коэффициента газового усиления
могут достигать 103 - 104. В области пропорциональности работа-
ют пропорциональные счетчики.
За областью пропорциональности расположена область огра-
ниченной пропорциональности. В ее пределах коэффициент газового
усиления зависит и от напряжения, и от первичного заряда.
В следующей области напряжений характеристики газового
разряда не зависят ни от первичного заряда, ни от вида иони-
зирующего излучения. Для возникновения электрического тока
достаточно образования хотя бы одной пары ионов в газовом
слое. Эту область напряжения называют областью Гейгера. Га-
зовый разряд, возникающий в этой области, не может прекра-
титься самостоятельно. Для его гашения используются методы,
88
рассматриваемые ниже. В области Гейгера работают счетчики
Гейгера.
За областью Гейгера следует область самостоятельных газо-
вых разрядов.
Далее представлены основные характеристики газонаполнен-
ных детекторов ионизирующего излучения, работающих в пре-
делах рассмотренных областей.
Ионизационная камера. Она является одним из самых
распространенных детекторов и применяется для регистрации и
измерения характеристик излучений всех видов. По конструк-
ции ионизационные камеры подразделяются на плоские, ци-
линдрические и шаровые. Необходимо отметить, что традицион-
но используемый термин “плоские камеры”, строго говоря, не
является точным, так как в действительности соответствующие
камеры имеют форму прямоугольного параллелепипеда.
В плоских камерах электроды представляют собой пласти-
ны, заключенные в корпус. Пластины разделены газовым
слоем. Между электродами возникает однородное электрическое
поле. У краев электродов однородность нарушается. В окрестнос-
ти краев электрическое поле ослабляется, поэтому доля собирае-
мых на электродах ионов из краевых областей меньше, чем из
центральных. Это является одним из недостатков плоской каме-
ры. Его следствие — трудность установления рабочего объема ка-
меры, т. е. того объема, из которого на электродах собираются все
заряды, появившиеся в результате первичной ионизации.
Возможные схемы включения камеры представлены на рис. 6.2.
При включении по схеме, изображенной на рис. 6.2,а, микроам-
перметр регистрирует средний ток, протекающий через детектор.
Такой детектор имеет стационарный (токовый) режим работы.
а $
Рис. 6.2. Схемы включения плоской, ионизационной камеры
в токовом (а) и импульсном (б) режимах:
1 — поток частиц; 2 — ионизационная камера;
3 — микроамперметр; 4 — усилитель; 5 — регистратор
Иногда необходимо регистрировать ионизирующее излуче-
ние, появляющееся в импульсном режиме, или отслеживать по-
явление одной отдельно взятой частицы. Импульсный режим
работы ионизационной камеры обеспечивает ее включение по
89
Рис. 6.3.
Принципиальная
схема
цилиндрической
ионизационной
камеры:
1 — микроампер-
метр;
2 — электроизоля-
ция;
3 — охранное
кольцо;
4 — корпус;
5 — собирающий
электрод
схеме, изображенной на рис.6.2,б. Импульс ионизирующего из-
лучения или отдельно взятая частица приводит к появлению
проводимости на короткое время, в течение которого на сопро-
тивлении R происходит импульсное изменение напряжения. Им-
пульс напряжения подается на усилитель 4 и далее — в реги-
стратор 5. Число зарегистрированных импульсов в единицу вре-
мени позволяет установить плотность потока частиц, попадаю-
щих в детектор.
Рабочее напряжение на электродах плоской камеры выбира-
ется в окрестности нижней границы области насыщения.
Одной из основных характеристик детектора является его чув-
ствительность, соответствующая минимально регистрируемой пер-
вичной ионизации. Для повышения чувствительности ионизацион-
ной камеры необходимо увеличить рабочий объем или давление
газа. В первом случае увеличивается путь за-
ряженной частицы в объеме камеры, во вто-
ром — уменьшается длина ее пробега в газе.
При этом возрастают количество образуе-
мых частицей пар ионов и сила регистри-
руемого тока. Плоские камеры могут реги-
. 19
стрировать токи от 10 А. Чувствитель-
ность больших камер ограничивается кос-
мическим излучением, местным радиоак-
тивным фоном и другими факторами.
Второй важной характеристикой детек-
тора является эффективность. Она равна от-
ношению числа частиц, регистрируемых де-
тектором, к полному числу частиц, попада-
ющих в его объем. Эффективность зависит
от типа и конструкции детектора, а также
от свойств ионизирующих частиц.
Цилиндрическая ионизационная камера
(рис. 6.3) состоит из полого герметичного
цилиндра 4, вдоль оси которого расположен
металлический стержень — собирающий
электрод 5. К собирающему электроду под-
водится высокое напряжение, а корпус ка-
меры заземляется. Для уменьшения тока
утечки до значений, менее 10“ 15 А, высокое
напряжение прикладывается также к охран-
ному кольцу 3, устанавливаемому примерно в
середине изолятора 2. Так как разность по-
тенциалов между собирающим электродом и
охранным кольцом близка к нулю, основная
90
часть токов утечки протекает от охранного кольца к корпусу,
минуя микроамперметр 1. Применение охранного кольца в значи-
тельной степени снижает требования к материалам электроизоля-
ции и повышает точность измерений. Высокочувствительные ци-
линдрические камеры регистрируют токи до 1О-13-1О-15 А.
В шаровых ионизационных камерах корпус изготавливается
из металла (сталь, медь, алюминий). В центре камеры распола-
гается собирающий электрод — металлический шарик, напря-
жение к которому подводится через изолятор.
В зависимости от назначения и конструкции ионизационные
камеры могут работать в импульсном и токовом режимах. Им-
пульсные камеры используют для регистрации отдельных тяже-
лых заряженных частиц (а-частиц, протонов, осколков деления
тяжелых ядер и т. д.). Регистрация легких заряженных частиц
импульсными камерами, как правило, малоэффективна. Импульс-
ные детекторы характеризуются разрешающим временем тр , рав-
ным минимальному интервалу времени, через который схема ре-
гистрирует отдельные импульсы на нагрузочном сопротивлении.
Величина, обратная разрешающему времени, характеризует
максимальное число частиц, регистрируемых импульсным де-
тектором за одну секунду.
Токовые режимы используются для измерения средней ин-
тенсивности всех видов излучения. Интенсивность пропорцио-
нальна среднему току, текущему через камеру.
Пропорциональный счетчик. Импульсы напряжения на вы-
ходе высокочувствительных ионизационных камер невелики, поэ-
тому для работы с ними используются усилительные схемы. Важ-
ным отличием пропорционального счетчика является усиление
первичной ионизации. Коэффициент газового усиления k в про-
порциональной области достигает 103 - 104. При одинаковой пер-
вичной ионизации амплитуда импульса тока от пропорционально-
го счетчика в k раз больше, нежели от ионизационной камеры.
Схема усиления сигналов при этом значительно упрощается.
Конструкция пропорционального счетчика выбирается ис-
ходя из необходимости получения достаточно высокого коэф-
фициента газового усиления при сравнительно небольших раз-
мерах. В наибольшей степени для этого пригодны цилиндри-
ческие счетчики, схема которых изображена на рис. 6.4. Кон-
структивно счетчики выполняются из заземленного корпуса 4,
вдоль оси которого натянута металлическая проволока 1, яв-
ляющаяся собирающим электродом. На электрод подается вы-
сокое напряжение.
91
4
Рис. 6.4. Схема устройства цилиндрического счетчика:
1 — собирающий электрод; 2 — охранное кольцо;
3 — изолятор; 4 — корпус
Напряженность электрического поля Е между электродами
в цилиндрическом счетчике неравномерна. Она изменяется об-
ратно пропорционально расстоянию г от оси счетчика
еЛ и
г
(6.1)
In —
а
где R — радиус счетчика; а — радиус собирающего электрода;
U — разность потенциалов между электродами.
После пролета заряженной частицы через счетчик легкопо-
движные электроны направляются к собирающему электроду.
Вдали от него напряженность электрического поля невелика,
поэтому электроны испытывают только упругие столкновения с
атомами газа. Ввиду резкого возрастания напряженности элект-
рического поля в небольшом (критическом) объеме, ограничен-
ном цилиндром достаточно малого радиуса, ось которого совпа-
дает с проволокой, энергия ускоренных электронов, находящих-
ся внутри этого объема, превышает пороговую энергию возбуж-
дения или ионизации атомов. В критическом объеме происхо-
дит газовое усиление, результатом которого является лавинооб-
разное “выпадание”
получения высоких
на счетчик подается
электрода находится
нее значение диаметра определяется хрупкостью материала про-
волоки, а верхнее — необходимостью применения избыточно
высокой разности потенциалов для создания требуемой напря-
женности электрического поля. Проволока обычно изготавлива-
ется из вольфрама или стали. Ее поверхность тщательно поли-
руется для устранения искажений электрического поля в ок-
рестности шероховатостей. Давление газа в области счетчика со-
ставляет 103 - 105 Па. При понижении давления увеличивается
пробег электронов в газе. В результате электроны между соуда-
92
электронов на собирающий электрод. Для
значений коэффициента газового усиления
напряжение до 1МВ. Диаметр собирающего
в диапазоне 0,05 — 0,3 мм, при этом ниж-
рениями получают больше энергии от электрического поля, и
газовое усиление начинается при меньших напряжениях.
Легкоподвижные электроны собираются на проволоке при-
мерно через 10“ 7 с после совершения регистрируемой частицей
акта первичной ионизации. Тяжелые положительные ионы за
столь короткий промежуток времени не совершают заметного
перемещения и образуют вокруг проволоки положительно заря-
женный “чехол”, ослабляющий вблизи нее напряженность
электрического поля. Однако действие “чехла” не распространя-
ется на всю длину проволоки, а проявляется в окрестности про-
екции траектории заряженной частицы на проволоку. Если сле-
дующая заряженная частица появится в счетчике через промеж-
уток времени, меньший времени разрешения, она усилит электри-
ческий импульс от предыдущей частицы на сопротивлении В, т.е.
будет зарегистрировано совместное действие двух частиц как
одной. Если между появлением двух частиц проходит больший,
нежели время разрешения, промежуток времени, каждая части-
ца зарегистрируется счетчиком отдельно. Разрешающее время
Пропорционального счетчика составляет (2 - 5) • 10 с, а разре-
шающая способность (2 - 5) • 106 1/с.
При выборе газов-наполнителей предпочтение отдается
электроположительным газам (аргон и др.), обеспечивающим
быстрый сбор электронов на проволоке. Вместе с тем в счетчи-
ках, наполненных чистым аргоном, имеется вероятность воз-
никновения дополнительных лавин. Причина этого состоит в
том, что ионы аргона, попадая на корпус (катод) счетчика, вы-
рывают из металла корпуса электроны, которые, в свою оче-
редь, могут вызвать возбуждение атомов аргона. При переходе
атомов в основное состояние в широком энергетическом спектре
испускаются фотоны. Фотоны ультрафиолетового излучения
могут вырвать из корпуса счетчика фотоэлектроны, дающие на-
чало новой лавине и затягивающие длительность газового раз-
ряда. Для устранения этого эффекта к аргону добавляют много-
атомный газ (пары спирта, метана и т.д.), хорошо поглощаю-
щий ультрафиолетовое излучение. При столкновениях с ионом
аргона молекула многоатомного газа легко отдает один электрон
и нейтрализует этот ион. Попадая на катод, ион тяжелой моле-
кулы вырывает из металла электрон, в результате чего образу-
ется неустойчивая возбужденная молекула, время жизни кото-
рой до диссоциации на составляющие атомы в сто раз меньше
времени высвечивания фотонов. Энергия возбуждения практи-
чески всех молекул расходуется на диссоциацию, а не на испус-
кание фотонов.
93
Пропорциональные счетчики применяются для регистрации
отдельных заряженных частиц, определения их типа и измере-
ния энергетических спектров. Недостатком таких счетчиков яв-
ляется зависимость коэффициента газового усиления от напря-
жения на электродах, поэтому при эксплуатации необходимо
уделять внимание стабильности подводимого напряжения.
Счетчик Гейгера. Функционирование газонаполненных счет-
чиков в области ограниченной пропорциональности на практике
не используется. Коэффициент газового усиления в этой области
зависит от напряжения и от первичной ионизации, что делает
счетчик неудобным для регистрации.
Счетчики, работающие в области Гейгера, называются в
честь изобретателей счетчиками Гейгера или Гейгера — Мюлле-
ра. Их конструкция не отличается от конструкции пропорцио-
нальных счетчиков. На счетчик Гейгера подается более высокое
напряжение. В результате увеличиваются объем критической
области и коэффициент газового усиления, который может до-
стигать значений 1О10. Поэтому для счетчиков Гейгера харак-
терна самая высокая чувствительность среди газонаполненных
детекторов. С выхода счетчика снимают мощные импульсы на-
пряжения, амплитуда которых может достигать 50 В.
В процессе лавинного размножейия электронов образуется
огромное число ионов и возбужденных молекул. Последние ис-
пускают очень интенсивное ультрафиолетовое излучение, кото-
рое является причиной вырыва фотоэлектронов как из материа-
ла корпуса счетчика, так и из атомов или молекул газа. Фото-
электроны порождают новые лавины электронов, газовый раз-
ряд быстро охватывает весь внутренний объем счетчика.
В пропорциональном счетчике в процессе развития лавин
также возникают возбужденные атомы, однако интенсивность
испускаемого ими ультрафиолетового излучения значительно
меньше, нежели в счетчике Гейгера. Поэтому область газового
разряда занимает только незначительную часть объема пропор-
ционального счетчика.
После сбора электронов на проволоке (аноде) вокруг анода
образуется плотный “чехол” положительных ионов, ослабляю-
щий напряженность электрического поля вблизи анода. Диаметр
анода на некоторое время “увеличивается” до диаметра критичес-
кого объема. Вследствие этого приложенного к электродам напря-
жения оказывается недостаточно для поддержания процесса лави-
нообразного размножения электронов. Если в это время через
объем газа пролетит заряженная частица, в критическом объеме
4
газового усиления не произойдет. Промежуток времени тм «10 с,
в течение которого газовое усиление в счетчике не наблюдается,
называется мертвым временем счетчика.
94
По мере приближения положительных ионов к катоду на-
пряженность электрического поля в критическом объеме восста-
навливается. Коэффициент газового усиления не сразу достигает
первоначального значения. Однако спустя время тр > тм газовое
усиление становится таким, что амплитуда импульса на сопро-
тивлении R начинает превышать порог чувствительности схемы
усиления и частица регистрируется. Счетчик полностью восста-
навливает свои первоначальные свойства, когда все положитель-
ные ионы достигают катода. Это состояние наступает спустя
время Тв после окончания “мертвого” промежутка и называется
временем восстановления. По порядку величины мертвое время
и время восстановления сравнимы.
Разрешающее время Тр зависит от условий протекания газо-
вого разряда и не может быть меньше мертвого времени. Для
счетчиков Гейгера тр > 5 • 10~ 5 с, следовательно, максимальная
разрешающая способность счетчиков 2 • 104 1/с.
Положительные ионы, нейтрализуясь на катоде, испускают
ультрафиолетовое излучение, которое вырывает из металла фо-
тоэлектроны. Через 10-4 с после начала разряда в счетчике воз-
никает новый разряд. Этот разряд вновь распространяется на
весь объем газа. Таким образом, если не принимаются меры
для гашения вторичных разрядов, счетчик становится непригод-
ным для дальнейшей эксплуатации. Счетчики, в основу рабоче-
го процесса которых заложен один из двух основных методов
гашения, подразделяются на самогасящие и несамогасящие.
В самогасящих счетчиках гашение разряда происходит
многоатомными газами, которые в небольших количествах до-
бавляют к основному. Общее число многоатомных молекул в
объеме счетчика обычно не превышает 10 . Механизм гашения
описан при изложении принципа действия пропорционального
счетчика. Самогасящие счетчики не имеют длительного ресурса,
так как при каждом разряде количество диссоциированных мо-
лекул составляет порядка 1О10. В этой связи ресурс счетчика
ограничивается регистрацией примерно 10 заряженных частиц.
Время работы самогасящего счетчика можно увеличить, наполняя
его рабочий объем инертным газом (неон, аргон) с незначительны-
ми добавками галогенов (хлор, бром). Наполненные такими сме-
сями счетчики называются галогенными. Двухатомные молеку-
лы галогенов при столкновениях с ионами инертного газа легко
отдают свои электроны и превращаются в положительно заря-
женные ионы. При нейтрализации на катоде эти ионы легко об-
разуют возбужденные молекулы, диссоциирующие на составные
95
атомы. Атомы галогенов, в отличие от атомов других гасящих
газов, рекомбинируют в молекулы при столкновениях друг с
другом. Поэтому количество молекул гасящей добавки в счетчи-
ке постоянно восстанавливается. Однако галогены относятся к
химически активным веществам. Это обусловливает появление
дополнительных ограничений при выборе материалов для изго-
товления корпуса счетчиков. Обычно для этого необходимо ис-
пользовать нержавеющую сталь.
Несамогосящие счетчики наполняются гелием, аргоном и
другими газами. Эти газы не обеспечивают гашения разряда.
Вторичные эффекты устраняются внешними устройствами. В
простейшем случае к источнику высокого напряжения последо-
вательно со счетчиком подключается нагрузочное сопротивление
более 1 ГОм. В результате напряжение на аноде в течение
0,001— 0,01 с значительно снижается и в газе исчезают все
возбужденные атомы. Вторичные разряды не возникают. Не-
самогасящие счетчики имеют значительный ресурс, но разре-
шающее время у них также значительно (порядка 10“2 с).
Одной из важнейших характеристик счетчика Гейгера явля-
ется счетная характеристика (рис. 6.5) — зависимость скорости
счета импульсов от напряжения на электродах при постоянной
интенсивности излучения в объеме счетчика. До напряжения
счетчик работает в области ограниченной пропорциональнос-
ти. Амплитуда импульсов еще зависит от первичной ионизации.
Регистрационная схема отмечает только те импульсы, амплиту-
да которых превышает порог ее чувствительности. С ростом на-
пряжения амплитуда всех импульсов становится больше и ско-
рость счета увеличивается. При превышении порогового напря-
жения все частицы вызывают импульсы с амплитудами, пре-
Рис. 6.5. Счетная характеристика счетчика Гейгера — Мюллера
96
витающими порог чувствительности схемы, поэтому все им-
пульсы регистрируются.
Величина порогового напряжения зависит от вида газа-на-
полнителя. У галогенных счетчиков, заполненных неоном с
примесями по 0,1% аргона и галогена, пороговое напряжение
самое низкое (350—400 В). При использовании других наполни-
телей к счетчикам подводится напряжение 800—1300 В.
В области напряжений от до J72 скорость счета почти
постоянна и эта область (несколько сотен вольт) называется
плато счетчика. Отличие от нуля производной рассматриваемой
функции в области плато объясняется появлением ложных им-
пульсов, не связанных с регистрируемыми частицами и вызы-
ваемых автоэмиссионными электронами, вырываемыми из като-
да электрическим полем и фотонами. С увеличением разности
потенциалов количество ложных сигналов возрастает и ско-
рость счета повышается в среднем на 3—4% на каждые 100 В в
пределах плато.
Наличие плато в счетной характеристике делает счетчик
Гейгера очень удобным детектором. Действительно, если рабочее
напряжение выбирается в середине плато, скорость счета явля-
ется устойчивой и практически не подверженной влиянию не-
больших колебаний напряжения на электродах.
При дальнейшем повышении напряжения скорость счета
резко возрастает, однако главный вклад в показания счетчика
вносят самопроизвольные разряды. Эта зона непригодна для ре-
гистрации ионизирующих излучений.
Счетчики Гейгера предназначаются для регистрации альфа-
и бета-излучений, а также у-квантов. Уже отмечалось, что амп-
литуда импульсов на выходе из счетчика настолько велика, что
в некоторых схемах импульсы направляются непосредственно в
регистратор без использования усилителей. Как следствие, уста-
новки для регистрации излучений на основе использования
счетчиков Гейгера просты и компактны.
Сцинтилляционные счетчики. Сцинтилляционный метод ре-
гистрации основан на свойстве возбужденных молекул некото-
рых веществ (такие вещества также называются фосфорами) ис-
пускать излучение, лежащее в световой области электромагнит-
ной шкалы. Прохождение ионизирующей частицы через такое
вещество сопровождается световой вспышкой, или сцинтилля-
цией. Отношение световой энергии, излучаемой веществом, к
поглощенной энергии ионизирующей частицы называется кон-
версионной способностью вещества. В фосфоры вводится незна-
чительная примесь активаторов веществ, повышающих конвер-
сионную способность. Наименование (химический знак) активи-
97
рующего вещества обычно указывается в скобках после форму-
лы химического соединения фосфора. Так, запись Nal (Т1) сви-
Рис. 6.6. Схема
сцинтилляционного
счетчика:
1 — источник
излучения;
2 — фосфор;
3 — фотокатод;
4 — диоды; 5 — анод
разности потенциалов,
временных ФЭУ k = 10°
детельствует о том, что фосфором явля-
ется активированный таллием йоди-
стый натрий.
Конструктивно сцинтилляционный
счетчик (рис. 6.6) состоит из фосфора 2
и фотоэлектронного умножителя (ФЭУ).
Часть энергии световой вспышки попа-
дает из фосфора на фотокатод ФЭУ и
вырывает из него фотоэлектроны.
Катод изготавливается из светочувстви-
тельных материалов, характеризую-
щихся высоким выходом электронов.
Так, катод, изготовленный из сплава
сурьмы с цезием, обеспечивает выход
8—15 фотоэлектронов на 100 попадаю-
щих на его поверхность фотонов. В
корпусе трубки ФЭУ последовательно
располагаются 8—13 электродов 4, на-
зываемых динодами. Между катодом и
анодом 5 прикладывается общая раз-
ность потенциалов 1,5—2,5 кВ, распре-
деляемая через систему сопротивлений
между динодами. Фотоэлектроны, уско-
ренные электрическим полем до энер-
гии 150—200 эВ, ударяются о поверх-
ность первого динода и выбивают из
него в среднем <5=2 + 4 вторичных
электрона. Эти электроны также уско-
ряются в электрическом поле и выби-
вают из второго динода в среднем
такое же количество электронов. Таким
образом, процесс последовательно на-
растает от динода к диноду. Легко убе-
диться в том, что если на первый
динод попадает А фотоэлектронов, то с
последнего (номер т) динода на анод
транспортируется Аст электронов. Ко-
эффициент усиления ФЭУ k - зави-
сит от материала динодов, их числа и
прикладываемой между ними. Для со-
-ь 108 .
98
На выходе ФЭУ измеряются электрические импульсы на на-
грузочном сопротивлении R. Если величина импульсов недоста-
точна для регистрации, они предварительно усиливаются в уси-
лительном устройстве того или иного вида.
Фосфоры изготавливаются из органических и неорганичес-
ких веществ, характеризующихся высокой прозрачностью для
света. Прозрачность — одна из важнейших характеристик фос-
фора. Помимо прозрачности важной характеристикой является
время высвечивания. Ионизирующая частица пролетает через
фосфор примерно за 10” с. Далее следует световая вспышка.
Для получения небольшого разрешающего времени время вы-
свечивания фосфора подбирается в диапазоне 10“9-10“6 с.
Сцинтилляционные счетчики применяются для регистрации
различных излучений. В зависимости от назначения детектора,
могут использоваться фосфоры, имеющие избирательную чувст-
вительность к отдельным видам излучения. Так, фосфор ZnS
(Ag) характеризуется высокой чувствительностью к альфа-час-
тицам, которые можно с его применением регистрировать вмес-
те с электронами и гамма-квантами. Кристалл Nal (Т1) — хоро-
ший фосфор для регистрации гамма-излучения. Присутствие в
кристалле иода повышает эффективность регистрации гамма-
квантов до 60%, в то время как эффективность их регистрации
счетчиком Гейгера не превышает нескольких единиц процентов.
Разрешающее время сцинтилляционных счетчиков изменяется
от 10“ 9 до 10“ 5 с, что способствует значительному повышению
скорости счета по сравнению с аналогичным показателем газо-
наполненных счетчиков.
В некоторых фосфорах (Nal (Т1), антрацен и др.) интенсив-
ность световой вспышки пропорциональна поглощенной энергии
регистрируемых частиц. Вследствие этого сцинтилляционные
счетчики применяют как спектрометры гамма-квантов, электро-
нов и других частиц. Однако разрешающая способность сцин-
тилляционных спектрометров не превышает 7,5—10%.
Полупроводниковые детекторы. Минимальные размеры газо-
наполненной ионизационной камеры ограничиваются удельной
ионизацией частиц в газе. По мере уменьшения размеров иони-
зационной камеры ее эффективность уменьшается. Однако если
в ионизационной камере газ заменить твердым веществом,
удельная ионизация возрастет примерно в десять тысяч раз. Эф-
фективность детектора при этом может оказаться довольно вы-
сокой даже при незначительных габаритах рабочего объема. Со-
здание компактных детекторов стало возможным после освое-
ния технологии производства полупроводниковых материалов.
99
К полупроводникам относятся вещества, которые по способ-
ности проводить электрический ток занимают промежуточное
положение между проводниками и диэлектриками (изолятора-
ми). Свойствами полупроводников обладают некоторые элемен-
ты, расположенные в группах III—VII периодической системы
химических элементов Д.И. Менделеева. Для детекторов иони-
зирующего излучения наиболее пригодны монокристаллы двух
элементов группы IV — германия и кремния. Для получения
свойств полупроводников в чистый кристалл германия (крем-
ния) вводятся небольшие примеси элементов группы III или V
периодической системы.
В каждом узле кристаллической решетки монокристалла
германия расположено по одному четырехвалентному атому. В
случае замены в одном из узлов решетки атома германия ато-
мом фосфора (элемент группы V) четыре из пяти “внешних”
электронов атома фосфора компенсируют валентные связи уда-
ленного атома германия, а пятый, вращаясь вокруг ядра атома
фосфора и сталкиваясь с атомами кристалла при их колебаниях
относительно равновесного положения, теряет связь со своим
ядром. Результат этого — появление свободных электронов и
положительно заряженных ионов фосфора, расположенных в
узлах кристаллической решетки. Такой кристалл имеет элек-
тронную проводимость и называется п-полупроводником.
В случае замены в одном из узлов решетки атома германия
атомом бора (элемент группы III) три его “внешних” электрона
компенсируют валентные связи удаленного атома германия. Для
компенсации четвертой связи происходит “изъятие” одного ва-
лентного электрона у “соседнего” атома германия, после чего
атом бора превращается в отрицательно заряженный ион.
Между узлами решетки возникают свободные валентные связи,
которые называют дырками. Свободную валентную связь может
занять валентный электрон из соседнего узла решетки. В ре-
зультате таких переходов дырка перемещается по кристаллу.
Рассмотренные кристаллы имеют дырочную проводимость и на-
зываются р-полупроводниками.
Количество свободных электронов в n-полупроводнике и
дырок в р-полупроводнике равно количеству соответствующих
примесных атомов. Отдельные п- и р-полупроводники электро-
нейтральны, так как заряды дырок и электронов компенсиру-
ются зарядами неподвижных ионов.
Далее рассматривается полупроводник, состоящий из двух
частей (рис. 6.7,а). Левая (по рисунку) часть имеет электрон-
ную, а правая — дырочную проводимость. Электроны, перехо-
дя из п- в р-полупроводник, нейтрализуют часть дырок в тон-
ком граничном слое, заряжая его отрицательно. Дырки, попа-
100
дающие из р- в n-полупроводник, нейтрализуют часть электро-
нов. В результате тонкий приграничный слой п-полупроводника
заряжается положительно. Контакт полупроводников приводит
к образованию в приграничных областях тонкого слоя, называ-
емого р - n-переходом, в пределах которого образуется контакт-
ная разность потенциалов с напряженностью Е.
Полупроводник ср- n-переходом проводит электрический ток
преимущественно в одном направлении, т. е. является прлупро-
водниковым диодом. При подключении n-полупроводника к “ми-
нусу”, а р-полупроводника к “плюсу” батареи (рис. 6.7,6) электро-
ны под действием электрического поля проникают в р-, а дырки
— в n-полупроводник. В цепи наблюдается протекание электри-
ческого тока. При изменении полярности (рис. 6.7,в), толщина
р - n-перехода увеличивается и полупроводник запирается.
Простейший детектор ионизирующего излучения из р - п-
полупроводника представляет собой небольшую пластину, на по-
верхности которой размещены два плоских электрода. К п-полу-
проводнику подводится достаточно высокое (несколько сотен
вольт) положительное напряжение, переводящее систему в не-
проводящее состояние. Как только в р - n-переход попадает из-
лучение, в нем образуются электроны и дырки. Диод на корот-
кое время переходит в проводящее состояние. Время протека-
ния тока в цепи ограничивается временем собирания электро-
нов и дырок на соответствующих электродах, по истечении ко-
торого Полупроводник вновь становится изолятором. Ток создает
на нагрузочном сопротивлении импульс, который подается на
схему регистрации.
Энергия образования пары электрон—дырка в германии и
кремнии составляет примерно 3 эВ, поэтому в полупроводнико-
вом детекторе возникает примерно на порядок больше первич-
ных зарядов, нежели в газонаполненном. Полупроводниковые
детекторы имеют более высокую чувствительность. Среди дру-
101
гих преимуществ таких детекторов —достаточно высокая по-
движность и незначительная рекомбинация ионов, а также спо-
собность выдерживать высокие электрические напряжения.
Для регистрации различных видов ионизирующего излуче-
ния требуются неодинаковые толщины р - n-переходов. Тяже-
лые заряженные частицы тормозятся слоем полупроводника
толщиной около 10 мкм. Столь миниатюрными детекторами
можно не только зарегистрировать тяжелые частицы, но и из-
мерить их энергетический спектр.
Для регистрации гамма-излучения нужны большие толщи-
ны р - n-перехода. При взаимодействии у-квантов с полупровод-
никовыми материалами возникают быстрые электроны, пробег
которых составляет порядка 1мм/МэВ. Следовательно, для ре-
гистрации у-квантов с высокой эффективностью пригодны детек-
торы с толщинами р - n-переходов не менее нескольких милли-
метров. Такие детекторы пригодны также для спектрометрии
гамма-излучения. Разрешение полупроводниковых у-спектромет-
ров в 20—50 раз выше разрешения сцинтилляционных при
сравнимых показателях эффективности регистрации излучения.
При столкновениях с атомами кристаллической решетки,
совершающими тепловое колебательное движение, валентный
электрон может получить дополнительную порцию энергии и
стать свободным. Тогда в полупроводнике вместе со свободными
электронами дополнительно возникают дырки. В результате воз-
можно появление собственного тока полупроводника, не связан-
ного с появлением регистрируемого излучения. Этот ток возрас-
тает с повышением температуры. В некоторых случаях для
уменьшения влияния такого тока нужно предусматривать воз-
можность использования охлаждения.
6.2. Методы регистрации излучений, не связанные
с использованием явления ионизации
Счетчики Черенкова. Скорость света в веществе меньше ско-
рости света в вакууме в п раз (n-коэффициент преломления;
п - 1,33 для воды, п =1,5 для стекла). Движение заряженных
частиц в веществе со скоростью, превышающей скорость света в
нем, сопровождается испусканием излучения, часть которого на-
ходится в видимой части спектра. Это излучение называется
излучением Вавилова — Черенкова в честь советских физиков
С.И. Вавилова и П.А. Черенкова, открывших его. Излучение Ва-
с
вилова — Черенкова распространяется под углом 0 = arccos
(с — скорость света в вакууме; v — скорость движения части-
102
цы). С возрастанием скорости частицы угол 0 увеличивается и
достигает максимального значения при v = с.
Схема счетчика Черенкова изображена на рис. 6.8. Быстрые
заряженные частицы, летящие со скоростью v > с' (с' — ско-
рость света в веществе), попадают в цилиндрическую часть со-
суда С, изготовленного из прозрачного вещества (плексиглас,
сосуд, заполненный водой, и т. д.). Прозрачное вещество в те-
чение короткого промежутка времени движения заряженной
частицы становится источником света. Угол падения света на
границу вещества С с воздухом близок к углу полного отраже-
ния. Поэтому свет не выходит из прозрачного вещества и, про-
ходя после многократных отражений через фокусирующую
линзу Л попадает в фотоэлектронный умножитель. При длине
сосуда порядка 10 см вспышка света продолжается около
10“ 10 с. Счетчики Черенкова имеют малое разрешающее время
и регистрируют только те частицы, скорость которых превыша-
ет скорость света в прозрачном веществе. Таким образом, эти
приборы относятся к пороговым детекторам.
Рис. 6.8. Схема счетчика Черенкова:
С — сосуд; Л — линза; Ф — фотоэлектронный умножитель
Трековые камеры. Эти камеры используются для регистра-
ции ионизирующих излучений, как правило, в эксперименталь-
ной физике. Существуют следующие разновидности трековых
камер: камера Вильсона, диффузионная камера, пузырьковая
камера. В камерах всех разновидностей излучение регистриру-
ется по видимым следам (трекам), возникающим вдоль траекто-
рии распространения определяемых частиц.
Схема простейшей камеры Вильсона изображена на рис. 6.9.
Устройство включает в себя цилиндрическую камеру 3 со стек-
лянными стенками и верхней пластиной 1, а также поршень 2.
Физический принцип работы камеры основан на способности
ионов быть центром конденсации паров жидкости. Перед нача-
лом эксперимента камера наполняется насыщенными парами
жидкости (вода, спирт и т.д.), после чего поршень быстро опус-
103
кается вниз. Расширение приводит к падению температуры и
образованию перенасыщенного пара. Если в этот момент в рабо-
чем объеме камеры появляется регистрируемая частица, в ок-
рестности образующихся ионов возникают капельки жидкости,
делающие видимыми её след. Такой след называется треком.
Треки можно фотографировать или исследовать с помощью
средств компьютерной диагностики. Для определения знака за-
ряда частицы камеру Вильсона
магнитное поле.
можно поместить в однородное
Рис. 6.9. Схема камеры
Вильсона:
1 — пластина;
2 — поршень;
3 — цилиндрическая камера
Через 1—2 с перенасыщенный пар конденсируется и камера
становится непригодной для наблюдения треков. Для дальней-
шего использования камеры к ней подводится напряжение с
целью удаления из объема образовавшихся ионов, поршень воз-
вращается в исходное положение, и происходит наполнение
объема насыщенными парами.
Управление современными камерами, регистрирующими
частицы высокой энергии, автоматизировано. Вместо поршня в
них применяются мембраны. Их движение осуществляется при
автоматическом изменения давления “под мембраной”. Перед
входом в камеру частицы пролетают через счетчики Гейгера,
сигнал с которых инициирует изменение управляющего мембра-
ной давления для создания перенасыщенного пара и обеспе-
чивает включение системы регистрации треков.
В диффузионной камере поддержание состояния перенасы-
щенного пара происходит вследствие диффузии паров жидкости.
В верхнюю (теплую) зону диффузионной камеры вводятся нена-
сыщенные пары легкокипящей жидкости (спирт, эфир). Пары
диффундируют в нижнюю (холодную) зону камеры, где конден-
сируются. Между холодной и теплой зонами расположен чувст-
вительный слой перенасыщенных паров. Если в камере Вильсо-
на состояние перенасыщения сохраняется единицы секунд, в
диффузионной камере время существования чувствительного
слоя практически не ограничено. Это важное преимущество
диффузионной камеры перед камерой Вильсона. Вместе с тем
104
увеличение времени действия диффузионной камеры достигает-
ся уменьшением толщины чувствительного слоя в ее рабочем
объеме.
В рассмотренных камерах плотность молекул в чувствитель-
ном слое — порядка 1О20 1/см3. Если через рабочий объем про-
летают частицы с очень большой энергией (более 1 ГэВ), в ка-
мерах образуется слабый прерывистый след, не позволяющий
судить о свойствах частиц. Поэтому для наблюдения за такими
частицами используются пузырьковые камеры, заполненные
легкокипящими жидкостями (водород, дейтерий и др.). Замена
газа жидкостью позволяет более чем в сто раз увеличить плот-
ность среды и сделать возможным измерение пробегов частиц с
очень большой энергией.
Физический принцип работы пузырьковой камеры основан
на зависимости температуры кипения жидкости, находящейся в
замкнутом сосуде, от давления. Легкокипящая жидкость нахо-
дится под давлением при температуре, несколько превышающей
температуру кипения при атмосферном давлении. Последующее
резкое сбрасывание давления до атмосферного переводит жид-
кость в перегретое состояние, однако в течение достаточно
малого промежутка времени (около 10 мс) жидкость еще не
вскипает. Если в течение этого временного промежутка в объе-
ме, занятом перегретой жидкостью, появляется заряженная час-
тица, то на ионах вдоль траектории ее движения появляются
пузырьки пара. Этот видимый след (трек) частицы изучается.
Пузырьковые камеры, как правило, устанавливаются на мощ-
ных ускорителях заряженных частиц.
Регистрация ионизирующего излучения с помощью фото-
пластинок. Фотоэмульсионный слой, облученный заряженными
частицами или фотонами, чернеет после проявления. Это свой-
ство издавна используется для регистрации излучений. С по-
мощью фотопластинок можно измерять дозы излучения, реги-
стрировать отдельные частицы. Доза определяется по степени
почернения пластинки, а отдельные частицы — по трекам в
фотоэмульсии.
Для регистрации излучений применяется мелкозернистая фо-
тоэмульсия, так как от размера зерен зависит чувствительность
фотопластинки к излучению. Для регистрации быстрых частиц
используются стопки фотопластинок, толщина которых не меньше
глубины распространения излучения. Несмотря на устаревание
этого метода диагностики, фотопластинки удобны тем, что по-
зволяют детально рассмотреть треки частиц в фотоэмульсии и
получить информацию о виде частиц, их энергии и т.д.
105
Глава 7. ПЕРЕНОС ИЗЛУЧЕНИЯ В ВЕЩЕСТВЕ.
ЗАЩИТА ОТ ИЗЛУЧЕНИЙ
7.1. Уравнение переноса излучения.
Обзор некоторых методов его решения
В общем случае частицы ионизирующего излучения при
распространении в веществе обладают различной энергией и
перемещаются в различных направлениях. Пространственное,
энергетическое и угловое распределения излучения определяют-
ся в результате решения кинетического уравнения Больцмана
— уравнения переноса излучения в веществе. Коэффициенты
этого уравнения являются достаточно сложными функциями
энергии и пространственных координат, поэтому точное реше-
ние уравнения в общем виде не представляется возможным.
Вместе с тем решение большинства практически важных задач
можно получить с достаточно высокой степенью точности с по-
мощью использования тех или иных допущений.
Уравнение переноса излучения описывает баланс частиц в
элементе шестимерного фазового пространства координат и им-
пульсов частиц. При расчетах радиационной защиты, как пра-
вило, рассматриваются стационарные задачи. Вводятся: радиус-
вектор г? определяемый тремя пространственными координата-
ми (рис. 7.1); £?-единичный вектор направления движения час-
тицы; Е — энергия частицы. Около точки, определяемой ради-
ус-вектором г? выделяется элементарный объем d г* и рассмат-
ривается баланс частиц, движущихся в пучке направления d£l
около направления £? и характеризующихся энергией в интер-
Рис. 7.1. К выводу уравнения переноса излучения
106
вале от Е до Е + dE. Тогда ф(г , Е , £2 ) — дифференциальная
(энергетически—угловая) плотность потока частиц в точке г*с
энергией Е и направлением движения £?.
Изменение числа частиц в элементе фазового пространства
d r*dEd£l обусловлено следующими факторами:
1) утечкой частиц из рассматриваемого элемента объема:
div (it ф) d r*dEd&t = £2Уф^ r^dEdsl;
2) убылью частиц в результате^их взаимодействия с ядрами
среды: Z (г* Е) ф(г*, Е , £2) d r^dEdSl , где Z (г* Е) ф — полное
макроскопическое сечение взаимодействия;
3) излучением источников частиц, имеющих плотность
q(r*, Е , ft) : g(r*, Е , it) d r*dEd£l ;
4) приростом числа частиц, вызванного рассеянием:
max
I
Е
(г* Е' -» Е , £2 ' £2) ф(г» Е , £2) dE'd£l' d r*dEd£l ,
где (г* E' -» E , £2 ' -» £2) — дифференциальное сечение рас-
сеяния веществом среды в окрестности точки г? при котором
частица с энергией Е', движущаяся по направлению £2 ', рассеи-
вается в интервале направлений d£l вблизи £2 с энергией в диа-
пазоне от Е до Е + dE; Emax — максимальная энергия в спектре
частиц для рассматриваемой задачи.
Интегродифференциальное уравнение баланса частиц, назы-
ваемое по аналогии с кинетической теорией газов кинетическим
уравнением Больцмана, имеет вид
£^Х7ф(гг>, Е , £?) + Z (г* Е) ф(г», Е , it) =
max
= j dQ ’ J dE' Xs (r* E' —> E , it' —> it) ф(г>, E' , it') +
E
+ g(r*E,it). (7.1)
Уравнение получено без учета квантово-механических эф-
фектов, поляризации частиц при распространении в веществе и
в предположении, что плотность потока частиц много меньше
плотности ядер вещества.
Для определенности задачи уравнение (7.1) необходимо до-
полнить граничными условиями. Если внешняя невогнутая (для
107
исключения возможности возврата вылетевшей частицы) по-
верхность защиты площадью S граничит со средой, отражением
частиц от которой можно пренебречь, отсутствие входящего из-
лучения задается в виде
(p(rg , Е , ft) = 0 при (ft, п*) < 0 , (7.2)
где п* — внешняя нормаль к поверхности S. Если на внутрен-
нюю поверхность защиты площадью SQ со стороны источника
излучения падает поток с известной плотностью (О,„ , соответст-
вующее граничное условие имеет вид
ф(^ , Е , ft) = фвн , Е , ft) при (ft,n>0)<0, (7.3)
где п0 — внешняя (для защиты) нормаль к поверхности SQ .
Важным условием, которое необходимо учитывать при ре-
шении уравнения переноса, является условие непрерывности
функции ф во всех рассматриваемых точках, в том числе на
границах раздела различных материалов (исключая случай на-
личия поверхностных источников внутри рассматриваемой об-
ласти).
Решением уравнения Больцмана является дифференциаль-
ная плотность потока излучения ф(г* Е , Q ). Часто рассматри- *
ваются плотность потока ф0(г* Е ) = J ф(г*, Е , Q ) d£l , а также
плотность тока J(r*, Е ) = J ft ф(г* Е , ft) dQ .
В некоторых частных случаях уравнение переноса излуче-
ния можно заметно упростить. Так, если все сечения не зависят
от энергии, после интегрирования (7.1) по энергии для функции
ф(г* ft) = J ф(г>, Е , it) dE можно получить уравнение переноса,
которое также называется односкоростным:
^\7ф(г>, ft) + Z (г^ ф(г* ft) =
= j dft' (г* ft' —> ft) ф(г» ft') + q(r\ ft ) ,
(7.4)
где q(~r>, ft) = J q(r*, E , ft) dE .
Для решения уравнения переноса применяются различные
численные методы. Как правило, несмотря на исключительно бы-
стрые темпы наращивания возможностей электронно-вычислитель-
ной техники, требуется введение тех или иных упрощающих пред-
положений. По энергетической переменной часто применяется
многогрупповой подход, сводящий решение общего уравнения пере-
108
носа к последовательному решению односкоростных уравнении.
Различные подходы применяются также для численной обработ-
ки угловой переменной. В результате интегродифференциальное
уравнение Больцмана сводится к системе дифференциальных по
пространственной переменной уравнений, в дальнейшем преоб-
разуемых к системе алгебраических уравнений.
В группе методов полиномиальных разложений все функции
угловых переменных раскладываются по системе ортогональных
полиномов. В результате получается система обыкновенных
дифференциальных уравнений для различных угловых момен-
тов дифференциальной плотности потока излучения. Широко
распространен метод сферических гармоник, в котором исполь-
зуются разложения по? полиномам Лежандра, ортогональным в
интервале от -1 до +1. Развитием этого метода применительно
к бесконечной однородной среде является метод моментов. Так
называемый 2Р^-метод, или двойной Р^-метод разложения уг-
ловой плотности потока по “полуинтервальным” полиномам, ор-
тогональным на полуинтервалах от -1 до 0 и от 0 до +1, сво-
боден от недостатков метода сферических гармоник при расче-
тах гетерогенной защиты.
Аналитическое решение уравнений полиномиальных при-
ближений удается получить редко. Обычно такая возможность
представляется только при расчетах распространения излучения
в однородных средах, а также для простых по геометрии источ-
ников ионизирующих частиц. В подавляющем большинстве слу-
чаев используются методы численного решения, основанные на
использовании конечно-разностных схем. При этом для реше-
ния систем алгебраических уравнений широко используются ме-
тоды матричной факторизации, а также скалярной или вектор-
ной прогонки.
Во многих задачах удобно использовать непосредственное
численное интегрирование кинетического уравнения. Такой
метод решения получил название метода дискретных ординат.
Сущность метода состоит в том, что угловая плотность потока
излучения аппроксимируется функцией, определенной в дис-
кретных узлах угловой переменной. Выбор узлов зависит от
формулы численного интегрирования, используемой при вычис-
лении интеграла рассеяния в кинетическом уравнении.
• Для решения задач переноса излучения в веществе значи-
тельное распространение получил метод Монте-Карло. Так назы-
вается численный метод решения математических задач при по-
мощи моделирования случайных величин. Строго говоря, упот-
ребление слова “метод” в данном случае является не вполне
корректным. Правильнее было бы употреблять термин “подход”,
109
поскольку существует практически неограниченный круг задач
из самых разных и совершенно не связанных областей, решае-
мых с использованием подхода статистических испытаний.
Применительно к расчетам распространения ионизирующего из-
лучения этот подход состоит в следующем. Сложный стохасти-
ческий процесс движения частиц в том или ином веществе рас-
сматривается как последовательность конечного, но достаточно
большого числа элементарных случайных событий. Иными сло-
вами, многократно разыгрываются ситуации рождения частицы
в источнике, бесстолкновительного движения на некотором от-
резке траектории, акта взаимодействия (например, столкнове-
ния с ядром атома вещества, из которого изготовлена радиаци-
онная защита). Далее осуществляется вероятностная оценка по-
глощения рассматриваемой частицы при столкновении и при
его отсутствии, дальнейший анализ бесстолкновительного участ-
ка траектории и акта следующего взаимодействия. Критерием
прекращения отслеживания “судьбы” частицы является ее по-
глощение или выход за пределы расчетной области. Далее, из
анализа и осреднения достаточно большого количества событий и
траекторий можно определить различные характеристики поля
излучения. Важными преимуществами метода являются относи-
тельная простота и наглядность вычислительного алгоритма, а
также его хорошая приспособленность для использования в зада-
чах с двух-, трехмерной геометрией. Вместе с тем для получения
приемлемой точности требуется проведение значительного количе-
ства статистических испытаний (точность обратно пропорциональ-
на квадратному корню из числа “разыгранных” частиц), что
может привести к значительным затратам ресурсов ЭВМ.
Ограниченный объем учебного пособия не позволяет детально
рассмотреть перечисленные методы решения уравнения Больцма-
на. Кроме того, авторы не видят в этом большой необходимости,
так как многие методы подробно проанализированы в [15].
7.2. Поле излучения источников различной
геометрической формы
В настоящем разделе рассматриваются функции, позволяю-
щие описать поля источников ионизирующих излучений часто
встречающихся геометрий. При этом принимается экспоненци-
альный закон ослабления излучения в среде. Такой закон со-
блюдается при распространении нерассеянных частиц, поэтому
получаемые далее зависимости справедливы для полей частиц
без учета рассеянного излучения.
110
Приводимые характеристики полей излучения справедливы
для любого его функционала (плотности потока частиц, плот-
ности потока энергии или интенсивности, мощности поглощен-
ной и эквивалентной доз). Для наглядности изложения материа-
ла в дальнейшем основным функционалом поля излучения в ка-
честве примера выбрана плотность потока энергии (интенсив-
ность I для фотонного излучения).
Любой источник ионизирующего излучения можно предста-
вить в виде суммы отдельных точечных источников. Определе-
ние поля излучения изотропных источников произвольной гео-
метрической формы сводится к интегрированию функции ослаб-
ления точечного изотропного источника по длине, поверхности
или объему исходного источника. Для наглядности далее рас-
сматриваются моноэнергетические источники с равномерным
распределением мощности по длине, поверхности или объему.
Рис. 7.2. К интегрированию функции ослабления излучения
точечного ядра по протяженному источнику
На рис. 7.2 изображены произвольный изотропный источ-
ник ионизационного излучения с равномерно распределенной по
объему плотностью мощности qv и n-слойная гетерогенная защит-
ная композиция, характеризующаяся коэффициентами ослабления
Hi , р2 , ... , в защитных слоях толщиной , d2 , ... , dn соот-
ветственно. Коэффициент самопоглощения излучения в источнике
обозначен |ls . Интенсивность излучения I в точке детектирова-
ния Р с учетом геометрии, самопоглощения в источнике и ос-
лабления в гетерогенной n-слойной композиции определяется из
соотношения
111
Точечный изотропный источник. Для точечного изотропного
непоглощающего источника интенсивность фотонов при отсутст-
вии защитных экранов и с однородным защитным экраном тол-
щиной d в точках Р± и Р2 (рис. 7.3) составит
Г - я . т _ У ехР м-ф
10" 4яЬ2 ’ 4лЬ2 ;
_______g_____ j _ q exp (- \id sec 0)
20 4л (Ъ sec 0)2 2 4л (b sec 0)2
Здесь и далее первая цифра индекса при I соответствует но-
меру детектируемой точки, ноль характеризует поле излучения
при отсутствии защиты.
Рис. 7.3. Схема для
расчета излучения
точечного источника
за защитой
Рис. 7.4. Схема для расчета
излучения линейного
непоглощающего источника
без защиты
Линейный источник. К линейным непоглощающим источни-
кам относятся коммуникации, предназначенные для транспор-
тировки радиоактивных веществ, при условии малости их по-
перечного размера в сравнении с продольным.
112
На рис. 7.4 изображен линейный источник длиной L с ли-
нейной мощностью qL . Составляющая интенсивности dlo от эле-
мента источника dl в точке
Но I = b tg 0 ;
по 0, получаем
qT dl
dI10 =---Л----2
1 4л \Ъ2 + I2
b2 + I2 = Ь2 sec2 0, dl = b sec2 0 dQ. Интегрируя
(7.8)
QL dQ Яь Q
4rcb 4rcb
где 0^ = arctg — . Для точек Р2 и
гично можно получить
(®1 +
120 “ 4тгЬ
Рз
qL (02 - 0!)
30 ” 4пЬ
Если линейный источник имеет бесконеч-
г л
ную длину 0t = 02 = -
(7.9)
анало-
(7.Ю)
(7.11)
de
0
jiid
то
20
(7.12)
При тех же геометрических условиях
Рис. 7.5. Схема для
расчета излучения
линейного
но с использованием защитного экрана
толщиной d , выполненного из материала с
коэффициентом ослабления Ц (рис. 7.5):
непоглощающего
источника за
плоской защитой
qL dl ехр(- [id sec 0) q^ exp(- fid sec 0) dQ
dh =-------т-р--tz
1 inb2 + l2
(7.13)
Интегрируя (7.13) от 0 до 0j , можно получить
(7.14)
о
4пЬ
b
где F(0, х) — интегральный секанс, численные значения кото-
рого табулированы:
113
0
F(Q, x) = j exp (- x sec O') dQ' .
о
По аналогии в точках Р2 и
2 “
F(O1 , pd) + Р(02 , pd) ;
4л b L J
3 ”
Р(О2 , pd) - F(0! , pd) .
4л Ь L J
(7.15)
(7.16)
(7.17)
Поверхностные источники. К поверхностным источникам
относится некоторое технологическое оборудование атомных
энергетических станций, радиохимических заводов и других
объектов атомной техники (фильтрующие ткани, загрязненные
поверхности помещений, поверхность земли на прилегающих
территориях и т.д).
Рис. 7.6. Схема для расчета излучения плоского прямоугольного источника
На рис. 7.6 изображен тонкий прямоугольный изотропный
источник с поверхностной мощностью qs , экранированный за-
щитным слоем толщиной d, который расположен параллельно
источнику. Материал защиты характеризуется коэффициентом
поглощения |1 . Интенсивность излучения в точке детектирова-
ния Р определяется из выражения
( рI 2 + Ь2>
qsexp -pd---&---
I = и ----ГТТ-Т2А------ PdPdV ’ <7Л8>
4л р + b
114
где р — радиус-вектор элемента площади излучающей поверхнос-
ти pdpdy в полярной системе координат, введённой на этой по-
верхности; \|/ — азимутальный угол того же элемента площади.
Переменные интегрирования изменяются в следующих пре-
делах:
(Н\
при 0 < у < arctg -у- 0 < р < L sec \|/;
при arctg
тс
2
После введения новых параметров m = — , п = — , р = b tg 0 и ис-
b Li
пользования интегральной показательной функции первого рода
о©
Г е~ *
£^(л:) - J ~Т~ dt, значения которой табулированы, в результате
интегрирования получается следующее выражение для опреде-
ления интенсивности:
I = — R(m , п , |ld) ,
4тс
(7.19)
где R(m , п , pd) — табулированная функция:
arctg (n)
R(m , п , pd) =
Г / 2 2 Si
fid У1 + т п cosec у с£\|/
arctg (ri)
Методика расчета интенсивности
излучения от плоского диска и непо-
глощающего цилиндрического источ-
ника подробно изложена в [15].
Объемные источники. На рис. 7.7
изображена расчетная схема источни-
ка в виде пластины в полубесконеч-
ном пространстве. Для таких источ-
ников встречаются следующие рас-
пределения мощности по объему ис-
точника: равномерное, экспоненци-
альное и линейное. Далее рассматри-
вается решение задачи определения
интенсивности излучения за защитой
расчета излучения
толстой пластины
115
толщиной d, выполненной из материала с коэффициентом ос-
лабления J1 , при равномерном распределении мощности по
объему источника излучения.
Интенсивность излучения в точке Р от элементарного объе-
ма dV = 2itrdrdx источника в виде пластины толщиной h с коэф-
фициентом самопоглощения |ls можно определить по формуле
qv exp - (p.s x + \xd | sec 0 2nrdrdx
dl =--------------------------------
(7.20)
4л г2 + (а + х)2
(cl х*^1
Обозначая х + ]id = z и учитывая, что sec 0 =-------------------
(а + х)
можно получить
qv exp - z + (а + х)2
h
0 0
(а + х)
2 г2 + (а + х)2
rdr.
(7.21)
у г2 + (<х + х)2
После введения новой переменной t = z-------------------
(а + х)
выра-
жение (7.21) можно переписать в виде
Л
I - j dx J
о о
qv exp (- t)
2t
(7.22)
С использованием свойств табулированной показательной
о©
г e~f
функции второго рода Е2(х) = х J —g- dt = е - хЕ^х) получает-
t
х
ся окончательное выражение для определения интенсивности из-
лучения от пластины толщиной характеризующейся с коэффи-
циентом самопоглощения |1Ч (при равномерном распределении
мощности источников ионизирующих излучений в пластине) за
защитой толщиной d, выполненной из материала с коэффициен-
том поглощения |1 :
Чу
2Ц«
Е2(ц^) - ^2 [^d + M-s h | •
(7.23)
В [15] излагаются подходы к определению поля излучения
от усеченного конуса и цилиндрического источника в торцевом
и радиальном направлениях.
116
7.3. Защита от фотонного излучения
Основная задача проектирования защиты сводится к сниже-
нию уровней излучения до установленных допустимых преде-
лов. Если определяющим фактором является безопасность пер-
сонала или населения, то нормативными факторами являются
допустимые эквивалентные дозы и мощности этих доз. Иногда
нормируемые уровни определяются защитой высокочувствитель-
ной аппаратуры или материалов, различными технологическими
особенностями проведения того или иного вида работ и т. д. В
данном разделе рассматриваются инженерные методы защиты от
гамма-излучения. Они являются приближенными, но в большин-
стве случаев обеспечивают приемлемую точность и широко приме-
няются на практике. Приводятся практические методы расчета за-
щиты от точечных изотропных источников. Многие закономернос-
ти построения расчетов с применением этих методов остаются
справедливыми и в случае протяженных источников излучения.
Расчет защиты без применения экранов. Для точечных изо-
тропных источников фотонного излучения в непоглощающей среде
справедливы первые выражения, стоящие в формулах (7.6) и (7.7).
Поэтому для заданных нормативных значений интенсивности излу-
чения (эквивалентной дозы или ее мощности, а также флюенса)
можно рассчитать мощность источника, расстояние и время работы,
при которых обеспечивается безопасность без применения защит-
ных экранов.
Для практического использования очень удобным является
построение таблиц толщин защиты в зависимости от кратности
ослабления фотонного излучения. Такие таблицы получили на-
звание универсальных таблиц, предназначенных для определе-
ния дозовых характеристик от точечных изотропных источни-
ков в бесконечной геометрии защиты. С помощью таблиц
можно решать достаточно широкий круг практических задач:
определять необходимую толщину защиты по заданной кратнос-
ти ослабления дозы или мощности дозы; рассчитывать дополни-
тельную толщину защиты к уже существующей; находить тол-
щину защиты по заданной активности для любых начальных
условий проектирования; рассчитывать кратность ослабления
данной толщины защиты, линейные и массовые коэффициенты
ослабления излучения защитных материалов и т. д.
Данные табл. 7.1 являются выдержкой из универсальных
таблиц для расчета защиты, выполненной из железа. Шаг по
энергии фотонов и по кратности ослабления в табл. 7.1 увели-
чен по сравнению с шагом в универсальных таблицах.
Универсальные таблицы во многих случаях можно применять
не только при расчетах защиты от точечных изотропных источни-
ков, но и для оценок защиты от объемных источников фотонного
117
Таблица 7.1
Толщина защиты из железа (р = 7,89 г/см ) в зависимости от кратности ослабления
Кратность ослабления Толщина защиты (см) при различной энергии фотонов (МэВ)
0,5 0,66 0,8 1,0 1,25 1,75 2,2 4 6
1,5 1,6 1,8 2 2,1 2,15 2,3 2,5 2,8 2,9
2 2,5 2,8 3,1 3,3 3,45 3,8 4,1 4,5 4,6
5 4,8 5,3 5,7 6,4 6,9 7,8 8,3 9,4 9,6
10 6,3 7,1 7,7 8,5 9,3 10,6 11,4 12,6 13,2
100 10,8 12,2 13,2 14,5 16,1 18,5 20,2 23,3 25
1000 15 17 18,6 20,5 22,6 26,1 28,6 33,7 36
10000 19 21,6 23,6 26 28,8 33,6 36,9 43,7 46,5
100000 23 26 28,4 31,5 34,9 40,7 44,7 53,4 58,3
Данные для таблицы взяты из универсальных таблиц расчета защиты.
излучения. Вблизи объемных источников значения факторов на-
копления оказываются несколько большими, нежели для точеч-
ных источников при той же толщине защиты. Вместе с тем
фактор накопления точечных источников, использованный при
составлении универсальных таблиц, не учитывает уменьшения
фактора накопления при удалении точки детектирования от за-
щиты. Таким образом, происходит взаимная компенсация этих
погрешностей, связанных со спецификой расчетов факторов на-
копления. Приблизительное равенство получаемых погрешнос-
тей по абсолютному значению позволяет считать допустимым
использование универсальных таблиц для оценок защиты от
протяженных источников.
Принцип построения универсальных таблиц используется
также для создания графических зависимостей кратности ослабле-
ния фотонного излучения от толщины защиты. Эти зависимости
получили названия номограмм для расчета защиты. Пример но-
мограмм приведен на рис. 7.8 для фотонного излучения 60Со.
Во многих случаях подобные номограммы строятся для источ-
ников со сложным спектром фотонного излучения, например смеси
продуктов деления урана. В основу построения номограмм могут за-
кладываться как результаты теоретического моделирования эффек-
тивности защиты, так и экспериментально полученные зависимос-
ти. Достоинством номограмм является возможность получения с их
помощью быстрого и достаточно точного решения многих практи-
ческих задач, связанных с проектированием защиты.
Расчет защиты с использованием эффективного коэффици-
ента ослабления. Для источников фотонного излучения со
сложным энергетическим спектром широко применяется метод
расчета защиты, в основу которого положено использование эф-
фективного коэффициента ослабления Цэф , рассчитываемого с
учетом рассеянного излучения. Кратность ослабления k в этом
случае может быть выражена соотношением
k = exp (цэф dj . (7.24)
Эффективный коэффициент ослабления рассчитывается из
соотношения
(7.25)
119
где EOj — i-я составляющая энергетического спектра фотонного
излучения; п^Е^) — относительный вклад в суммарную дозу
облучения составляющей EOi ; kj(EOi , d) — парциальная крат-
ность ослабления излучения фотонов энергии EOi .
Рис. 7.8. Номограмма зависимости кратности ослабления фотонно-
го излучения 60Со от толщины защиты
Расчет защиты методом конкурирующих линий. Метод кон-
курирующих линий широко применяется для проектирования
120
защиты от у-излучения со сложным энергетическим спектром,
например гамма-излучения продуктов деления урана в я дерном
реакторе. Для пояснения сущности метода целесообразно рас-
смотреть немоноэнергетический излучатель с непрерывным энерге-
тическим спектром. Спектр разбивается на т энергетических ин-
тервалов с характерной энергией EQ- . Эти значения энергии распо-
лагаются в порядке убывания, т. е. уменьшения проникающей спо-
собности фотонов: Е01 > Ео2 > Е02 > ... > Еу > ... > EQm . Для каж-
дого значения Е^- с помощью одного из изложенных методов
определяется необходимая толщина защиты с учетом относи-
тельного вклада интервала в интенсивность или мощность экви-
валентной дозы. Таким образом, получается набор толщин
d^ , d2 , ... , dm . Главной толщиной drjI условно называется боль-
шая. Следующая (в порядке уменьшения) толщина dK называется
конкурирующей. Слоем половинного ослабления называется такая
толщина Дц защитного экрана, использование которой позволяет
снизить уровень излучения данной энергии в два раза. Величина
Д1/2 определяется в области толщин защиты dTJl или dK для той
энергии, которая приводит к получению наибольшего значения
Д1/2 . Искомая толщина защиты d после этого определяется из со-
отношений d = cL_ + Ди , если d._=d' d = dv + AiZi , если
0 < Ргл - < д>/2; d • ““ (Чл - > ду2
7.4. Защита от нейтронов
С точки зрения специфики прохождения нейтронов можно
выделить следующие группы материалов:
— легкие водородсодержащие материалы (водород, вода,
полиэтилен и др.) — эффективные замедлители нейтронов;
— легкие материалы, не содержащие водорода (углерод,
карбид бора и др.) и использующиеся при наличии ограничений
на применение водородсодержащих материалов;
— материалы, состоящие из химических элементов со “сред-
ним” атомным номером (бетон, различные породы и минералы);
— тяжелые материалы (железо, свинец, вольфрам и др.),
применяющиеся для защиты от фотонного излучения и улуч-
шающие защиту от быстрых нейтронов из-за высоких сечений
неупругого рассеяния;
— металловодородсодержащие среды.
Далее рассматриваются основные особенности защитных
свойств материалов, принадлежащих каждой из перечисленных
групп.
121
Водород. Водород является очень хорошим замедлителем
нейтронов и главным составляющим в большинстве материалов,
применяемых для нейтронных защит. Ядро атома водорода —
протон имеет почти такую же массу, как и нейтрон, поэтому
при каждом акте упругого рассеяния на ядре водорода ней-
трон теряет примерно половину первоначальной энергии. Ба-
рьерная защита от нейтронов, выполненная из водорода, обла-
дает лучшими защитными свойствами в расчете на единицу
массы защиты.
Пространственно-энергетическое распределение нейтронов
моноэнергетических источников в водороде обычно рассчитывает-
ся с помощью метода моментов и имеет следующие особенности:
1) энергетические распределения рассеянных нейтронов яв-
ляются плавными функциями их энергии и слабо зависят от
расстояния между источником нейтронов и детектором нейтрон-
ного излучения;
2) энергетическое распределение плотности потока рассеян-
ных быстрых нейтронов близко к постоянному;
3) увеличение толщины защиты из водорода приводит к
смягчению спектра нейтронов;
4) в любой точке, лежащей вне пределов малой окрестности
источника нейтронов, число рассеянных нейтронов превышает
число нерассеянных.
Вода. Вода — очень часто встречающийся материал радиа-
ционной защиты. Помимо высокой ядерной плотности водорода
(6,7 1022 1/см3) достоинствами воды являются минимальная сто-
имость, доступность, а также способность заполнять имеющиеся
пустоты, трещины и раковины. Для защиты обычно использу-
ется дистиллированная вода.
Энергетические спектры плотности потока нерассеянных
нейтронов в воде для точечного изотропного источника нейтро-
нов деления урана-235 показаны на рис. 7.9 [15]. Спектры при-
ведены к постоянной максимальной величине. При возрастании
расстояния от источника энергетический спектр нерассеянных
нейтронов становится жестче, а максимум спектра смещается в
область более высоких значений. Форма спектра остается сим-
метричной. Основную роль в распространении нейтронов в воде
играют столкновения с ядрами водорода.
Пространственно-энергетическое распределение источников
моноэнергетических нейтронов имеет следующие особенности.
1. Начиная с небольших расстояний от источника устанав-
ливается практически постоянное энергетическое распределение
рассеянных нейтронов. В области энергий £>0,5 МэВ форма
спектра при расстояниях между источником и точкой детектиро-
122
Рис. 7.9. Относительное распределение нерассеянных нейтронов
от точечного изотропного источника нейтронов деления2,3^!}
на различных расстояниях d в воде
вания, превышающих 10 см, практически не зависит от этого
расстояния и начальной энергии нейтронов Ео. При 2 эВ < Е < 0,33
МэВ спектр может быть рассчитан по формуле
С (Eq , d)
<P(d, Е. Ео) = ° , (7.26)
где С — постоянная, зависящая от начальной энергии нейтро-
нов Ео и расстояния от источника нейтронов до точки детекти-
рования d; ^Н(Е) — полное сечение взаимодействия нейтронов
с энергией Е на водороде.
2. При расстояниях от источника, превышающих 1—1,5
длины свободного пробега нейтронов, энергетические распреде-
ления в йолубесконечной (с расположением источника на гра-
нице среды) и бесконечной средах совпадают.
3. При расстояниях, превышающих 1,5—2 длины свободно-
го пробега нейтронов источника, характер функции ослабления
детектируемых нейтронов различных энергетических групп
практически не изменяется.
Вместо воды в качестве защитного материала в некоторых
случаях может использоваться полиэтилен, содержание ядер во-
дорода в котором примерно на 20% больше, чем в воде.
Углерод. На рис. 7.10 изображена зависимость плотности
потока нейтронов различных энергий для точечного изотропного
источника нейтронов деления, испускающего один нейтрон в се-
кунду, в зависимости от расстояния в бесконечной среде из уг-
123
лерода [15]. Формирование поля излучения в углероде обладает
некоторыми особенностями:
1. Поток рассеянных нейтронов с энергией, меньше 1 МэВ,
о
умноженный на 4тгс£ , с увеличением расстояния от источника
увеличивается до массовых толщин 25 +• 30 г/см2, а затем убы-
вает. Требуется значительная толщина слоя углерода, прежде
чем достаточное количество нейтронов замедлится до низких
энергий.
Рис. 7.10. Плотность потока нейтронов различных энергий
для точечного изотропного источника нейтронов деления,
испускающего 1 нейтрон в секунду, в зависимости
от расстояния в бесконечной среде из углерода
2. Вклад в поле излучения нейтронов тепловых энергий во
много раз превышает вклад нейтронов других групп. Графит яв-
ляется единственным материалом, для которого выполняется
вторая особенность.
Железо. К особенностям многих сред со средними и больши-
ми атомными номерами относится наличие неупругого рассеяния
нейтронов при энергиях, превышающих 0,5—1,5 МэВ. К таким
средам относится также железо, имеющее энергетический порог
неупругого рассеяния 0,85 МэВ. При более высоких энергиях
124
происходит значительный сброс нейтронами энергии за счет не-
упругих рассеяний. Энергетическое распределение плотности по-
тока нейтронов имеет подъем в области энергий, ниже 0,85
МэВ.
Для материалов со средними и большими атомными номе-
рами при энергиях нейтронов выше 2—3 МэВ сечение неупру-
гого рассеяния слабо зависит от энергии.
Смеси легких и тяжелых ядер. Для средних и тяжелых
ядер длина релаксации быстрых нейтронов может оказаться
меньше длины релаксации промежуточных и тепловых. Это
приводит к нежелательному накоплению нейтронов низких
энергий при увеличении толщины защиты. Устранить это явле-
ние можно добавлением к этим средам легких ядер. Так, при
объемной концентрации железа в железоводной смеси около
82% длины релаксации нейтронов всех групп энергий практи-
чески совпадают. Такие металловодные смеси и гидриды метал-
лов являются эффективными защитными композициями, так
как сочетают хорошие замедляющие свойства водорода с боль-
шими сечениями неупругого рассеяния быстрых нейтронов.
Пространственное распределение плотности потока нейтро-
нов или мощности дозы нейтронного облучения с хорошей сте-
пенью точности можно описать экспоненциальной зависимостью
ф(й) = ф(0) ехр - у
(7.27)
где ф(0) — плотность потока или мощность дозы нейтронного
облучения в точке детектирования при отсутствии защиты; d —
толщина защиты; L — длина релаксации нейтронов в среде, за-
висящая от энергии нейтронов, характеристик защиты и иных
условий конкретной задачи. Обычно длина релаксации не зави-
сит от толщины лишь в определенном диапазоне изменения d,
поэтому определяется для отдельных зон защиты, в пределах
которых ослабление нейтронов описывается (7.27) с постоянным
значением L. При этом плотность потока или мощность дозы
рассчитывается по формуле
ф(й) = ф(0) ехр
(7.28)
где Act — толщина i- й зоны; L} — длина релаксации в i-й зоне;
I *
т — число участков разбиения защиты по толщине.
В литературе приведены расчетные и экспериментальные
данные о длинах релаксации нейтронов в различных веществах.
В качестве примера в табл. 7.2 приведены длины релаксации
нейтронов реактора в различных средах [15]. Расчетные значе-
125
ния отмечены звездочкой, значения длин релаксации для беско-
нечной или полубесконечной (источник на границе среды) гео-
метрий в отличие от длин релаксации для барьерных геометрий
подчеркнуты.
В общем случае вид кривой ослабления на начальном участ-
ке (две-три длины релаксации, считая от источника) может от-
личаться от экспоненциального. Это отличие учитывается введе-
нием в (7.28) коэффициента /, характеризующего отклонение от
экспоненциальной формы кривой ослабления на начальных
участках. Для нейтронов деления обычно f ~ 1.
С учетом введения этого коэффициента плотность нейтрон-
ного потока точечного изотропного источника мощностью q0 за
защитой толщиной d в случае, когда источник и детектор из-
лучения находятся по разные стороны от защиты, но на одной
нормали к ее поверхности, составит
<70 f
<№) = ~Г~л ехР
4лсг
' гп
-Z
i = 1
к
(7.29)
Для немоноэнергетического источника со спектром вида р(Е0)
ф(сО =
4nd
qof_X
2 2^1
i
где f. — коэффициент
для
лаксации для нейтронов с
fj exp - У
P&Oj) ’
(7.30)
энергии EOj + —g-4 ; — длина pe-
энергией EQ. + —
на толщине за-
щиты i-ro участка; p(Eqj) — доля нейтронов источника в энер-
гетическом интервале от Е^ до Е^ + АЕОу.
Для защит, представляющих смесь тяжелых и легких ядер,
длина релаксации нейтронов приблизительно рассчитывается с
помощью уравнения
(7.31)
где £л и LT — длины релаксации, а сл и ст — относительные
объемные концентрации легкого и тяжелого компонентов соот-
ветственно.
Определение энергетического распределения нейтронов во
всем диапазоне энергий в реальной задаче проектирования ней-
тронной защиты обычно является непростой проблемой. Часто с
126
2
Длина релаксации нейтронов реактора (г/см ) в различных средах
127
Таблица 7.2
Среда , / 2 а, г/см Длина релаксации нейтронов с различной энергией, г/ 2 см
Более 0,33 МэВ Более 2 МэВ Более 3 МэВ Более 5 МэВ Более 7 МэВ
10—30 * 8Д 8Д*; 7,6 8,1*; 8,1 9,2*; 9,6 * 11,1 ; 10,1
Вода 30—60 * 8,9 9,3*; 9,1 9,5*; 9,3 10,5*; 10,4 11,2*; 11,2
60—100 * 9,3 10,7*; 10,6 10,7*; 10,6 * 11 ; 11,3 12,1*; 12,6
0—100 * 10
0—50 18,9 20,9 23 20
Углерод 50—100 20 24; 21,7 24 21,7
100—150 21,7; 23 26,6; 22,4 25,4 27,1; 23,4
150—220 24,3; 26,4 26,3; 26,4 27,8 25,6
0—220 24 22 22,9 25 22,7
I Карбид бора 0—90 11—65 — — 16,7; 20,6* — * 21,9
Окончание табл. 7.2
Среда , / 2 а, г/см Длина релаксации нейтронов с различной энергией, г/ 2 см
Более 0,33 МэВ Более 2 МэВ Более 3 МэВ Более 5 МэВ Более 7 МэВ
0—28 5,78 6,9*; 6,2 7,15*; 6,7 8,4*; 7,35
Полиэтилен 28—55 — 6,67 7,6*; 6,95 8,2*; 7,45 8,9*; 7,86
55—83 7,63 8,1*; 7,81 8,75*; 8,08 9,9*; 8,36
0—83 6,7 7 7,45 7,86
Железо 0—510 — 59; 55,4 51; 50,7 49,5; 49,2 49,5; 49,2
Свинец 0—840 — 117 107 109 109
11—565 106 98,2*; 98,4*
помощью того или иного метода определяется поведение в за-
щите нейтронов различных энергий (как правило, быстрых или
тепловых). Наибольшие трудности возникают при определении
спектров и потоков промежуточных нейтронов. Нередко на ос-
новании имеющихся данных о плотности потока или мощности
дозы нейтронов какой-либо отдельно взятой группы приходится
оценивать характеристики защиты применительно к ослаблению
нейтронного потока, состоящего из частиц всех энергий. Дозо-
вый состав нейтронного излучения в зависимости от толщин го-
могенной защиты из различных материалов в настоящее время
исследован достаточно хорошо.
Составляющая мощности эквивалентной дозы на расстоянии
d от источника нейтронов i-й энергетической группы H^d) оп-
ределяется исходя из имеющихся данных о пространственно-
энергетическом распределении нейтронов по формуле
Е1ь
= \ <p(d, Е) ЬН(Е) dE , (7.32)
Е.
/н
где Е1Н и EfB — соответственно нижняя и верхняя границы рас-
сматриваемой энергетической группы нейтронов; §Н(Е) — коэф-
фициент перехода от ф к Я, зависимость которого от энергии
приведена на рис. 7.11 [15].
Полная мощность эквивалентной дозы нейтронов составляет
H(d) = 21 HJld) . (7.33)
i
В расчетах обычно используется следующая классификация
нейтронов по энергетическим группам: тепловые (не более 1 эВ);
медленные (1 — 100 эВ включительно); промежуточные (от 100 эВ
до граничной энергии Егр включительно); быстрые (энергия
выше граничной). Граничная энергия зависит от условий кон-
кретной задачи и может составлять 0,5; 1; 1,5; 2 МэВ.
Дозовые распределения нейтронов в воде, углероде, берил-
лии, бетоне и железе представлены в табл. 7.3 [15]. Они опре-
делены на основе расчетов методом моментов пространственно-
энергетических распределений нейтронов точечных изотропных
источников нейтронов деления в воде и бериллии, плоских изо-
тропных источников нейтронов деления в углероде и точечных
моноэнергетических источников в воде. Дозовое распределение
нейтронного излучения в основных средах имеет следующие
особености.
129
Рис. 7.11. Зависимость максимальных поглощенной 6D и
эквивалентной доз для единичного флюенса от энергии Eq
источников моноэнергетических нейтронов, падающих
перпендикулярно на гомогенные тканеэквивалентные фантомы в
виде бесконечной пластины толщиной 30 см (сплошная линия);
правильного кругового цилиндра диаметром 30 см и высотой 60 см
(пунктирная линия); правильного бесконечного кругового цилиндра
диаметром 30 см (штрихпунктирная линия); бесконечного
эллиптического цилиндра с большой и малой полуосями 18 и 12 см
(линия штрих-двойной пунктир)
Вода. Распределения мощности эквивалентной дозы нейтро-
нов различных энергетических групп точечных изотропных ис-
точников в воде изображены на рис. 7.12 [15]. Расчеты выпол-
нены для Егр = 0,5 МэВ (индекс “а”), 1,0 МэВ (индекс “6”), 1,5
МэВ (индекс “в”). Начиная с толщин водной защиты, равных
приблизительно двум длинам релаксации быстрых нейтронов,
дозовый состав нейтронного излучения остается неизменным,
130
Таблица 7.3
Вклад в полную мощность эквивалентной дозы Н нейтронов различных энергетических групп nt (%)
Материал *0’ МэВ Толщина защиты Вклад в полную мощность эквивалентной дозы ni (%) разных энергетических групп нейтронов при различных
Т М Егр = 0,5 МэВ Е = 1 МэВ гр Егр=1,5 МэВ Егр = 2 МэВ
П Б П Б П Б П Б
п-деления 6,5 0,5 7,5 85,5 16 77 33 60 38 55
2 15 1 17 67 38 46 56 28
4 8 1 10 81 22 69 35 56 45 46
Вода 6 30—120 см 6,4 0,6 8 85 18 75 28 65 35 58
8 6 0,5 7 86,5 14,4 79 22 71,5 29 64,5
10 5 0,4 6 89 13 82 20 75 25 70
14 2,7 0,3 4 93 10 87 15 82 18 79
Углерод п-деления 60 г/см2 89 1 3 7 5 5 7 3 8,5 1,5
Бериллий То же То же — 0,4 3 96 13 86 34 65 57 42
Бетон То же 50 см 20 4 29 47 50 26 62 14 — —
Железо То же Более 90 см 7 93 — 93 — 93 93
131
Примечание. Т — тепловые; М — медленные; П — промежуточные; Б — быстрые нейтроны; п-деления —
нейтроны спектра деления.
так как устанавливается равновесный спектр нейтронов в среде.
Приведенные в табл. 7.3 вклады нейтронов отдельных энергети-
ческих групп могут использоваться при любых толщинах водной
защиты, превышающих две длины релаксации. Вклад в полную
мощность эквивалентной дозы в воде от тепловых и медленных
нейтронов меньше, нежели от быстрых и промежуточных.
Рис. 7.12. Распределение мощности эквивалентной дозы нейтронов
в воде от точечного изотропного источника нейтронов деления
для разных энергетических групп нейтронов:
1 — 1 эВ < _Е < 102 эВ; 2 — Е < 1 эВ; 3 — промежуточные нейтро-
ны; 4 — быстрые нейтроны; 5 — полная доза
Углерод. В отличие от воды, равновесного спектра в угле-
роде не наблюдается. Вклад отдельных энергетических групп в
полную мощность эквивалентной дозы зависит от толщины
среды. При превышении толщин углеродной защиты 50 г/см
полная мощность эквивалентной дозы от источников нейтронов
деления определяется тепловыми нейтронами.
Железо. Полная мощность эквивалентной дозы нейтронов в
защите из железа при расстояниях, превышающих полметра, прак-
132
тически полностью определяется промежуточными нейтронами.
Из-за трудностей их регистрации определять эквивалентную
дозу в железе экспериментальным путем достаточно сложно.
Бетон. Полная мощность эквивалентной дозы определя-
ется тепловыми, промежуточными и быстрыми нейтронами.
Вклад быстрых и промежуточных нейтронов определяется выбо-
ром границы между этими группами.
Таким образом, при расчетах защиты от нейтронного излу-
чения необходимо учитывать вклад в эквивалентную дозу всех
энергетических групп. В разных средах разные энергетические
группы нейтронов являются определяющими с точки зрения
формирования суммарной эквивалентной дозы.
Большие потоки нейтронов в защитных материалах ядерно-
технических установок создают высокую плотность источников
вторичного у-излучения, основными компонентами которого яв-
ляются фотоны, сопровождающие радиационный захват и неуп-
ругое рассеяние нейтронов на ядрах материала защиты и кон-
струкционных материалах изделия.
Подход, применяющийся для учета вторичного у-излучения,
можно проиллюстрировать следующим образом. Если в однород-
ной среде, имеющей объем V, сформировано поле тепловых ней-
тронов с плотностью потока <рт( г*' ) , в элементарном объеме dV
вблизи точки г*' в единицу времени произойдет <рт( г*') dV за-
хватов тепловых нейтронов с образованием Т|Ху <рт( г*' ) diV захват-
ных фотонов (Ху — сечение захвата тепловых нейтронов средой;
Т| — число вторичных фотонов на один захват). В предположении
моноэнергетичности (с энергией Eq) спектра вторичного у-излуче-
ния можно считать, что в элементе dV в единицу времени будет
образовываться источник вторичного у-излучения, изотропно ис-
пускающий энергию Т|Ху <рт( г*' ) (IVEq . С учетом закона ослабле-
ния у-излучения точечного изотропного источника в среде плот-
ность потока энергии вторичного у-излучения в любой точке
среды г* составит
If (г») =
, 4>т( г*') -Во «Р Г-Н г*- г*' 1 В, (Ео • Н г*- > Z'l
= с f —------------------------V-5,--------------L dV> С7-34)
V 4г Г’
где С — константа; ц — коэффициент ослабления фотонов с
энергией Ео в материале среды; г*— радиус-вектор точки детек-
133
тирования плотности потока энергии вторичного у-излучения;
энергетический фактор накопления то-
чечного изотропного7 источника фотонов с энергией EQ для рас-
стояния между источником и детектором г*- г*' ; Z — поряд-
ковый номер элемента, в котором генерируется вторичное у-из-
лучение.
Исследования показали, что закономерности распростране-
ния вторичного у-излучения в легких и тяжелых материалах за-
щиты имеют различный характер. В легких средах, интенсивно
ослабляющих нейтроны, вторичное излучение образуется в пер-
вых слоях защиты. Отношение мощности эквивалентной
дозы вторичного у-излучения к мощности эквивалентной дозы
нейтронов имеет выраженную зависимость от глубины располо-
жения детектора. Коэффициент к^ п увеличивается с увеличе-
нием глубины расположения детектора и, проходя при некото-
рой глубине dQ через единицу, при дальнейшем заглублении
продолжает возрастать. Величина dQ зависит от вида исследуе-
мого функционала поля излучения, материала защиты, а также
спектра нейтронов на входе в исследуемую среду. Для нейтро-
нов спектра деления dQ = 36, 50, 67, 54 см при распространении
нейтронов соответственно в воде, водороде, гидриде лития и бо-
рированной воде (содержание бора — 1% по массе).
В отличие от легких веществ, интенсивно ослабляющих
нейтронные потоки и незначительно у-кванты, в тяжелых веще-
ствах заметного ослабления нейтронов не наблюдается, а у-излу-
чение ослабляется значительно. В результате коэффициент
ky п не сильно изменяется по толщине защиты.
Для снижения выхода вторичного у-излучения используются
следующие основные методы.
1. Гомогенный ввод в тяжелую защитную среду или гетеро-
генный ввод (в виде прослоек между тяжелой и водородсодер-
жащей защитными средами) материалов, характеризующихся,
значительным сечением поглощения нейтронов и незначитель-
ным сечением возникновения захватного у-излучения. Приме-
няется в ядерных установках, мощность источников захватного
у-излучения в которых определяется захватом нейтронов, замед-
ленных в тяжелых слоях защиты, а также возвращенных в тя-
желые слои после замедления в водородсодержащих или иных
замедлителях. Оптимальным компонентом для такого ввода яв-
ляется изотоп бора 10В или борсодержащие вещества, например
134
карбид бора. При гетерогенном вводе для эффективного исполь-
зования борсодержащих веществ толщина прослоек не должна
превышать 1см.
2. Гетерогенное введение свинца между слоем стали и воды
(блокировка стали свинцом). Целесообразность использования
свинца в некоторых случаях определяется малым сечением ра-
диационного захвата нейтронов, наличием диффузного сопротив-
ления низкоэнергетическим нейтронам, падающим на сталь из
воды, а также эффективным поглощением вторичных фотонов.
Оптимальная толщина свинцовых слоев — около 5 см.
7.5. Защита от альфа-излучения
В разд. 5.1 говорилось о незначительности пробегов а-час-
тиц в веществах. Создание защиты от внешних потоков а-час-
тиц трудностей не представляет. Альфа-излучатели опасны как
источники внутреннего облучения. Внутреннее облучение а-час-
тицами примерно на два, порядка опаснее внутреннего облуче-
ния 0- и у-излучателями. Все производные характеристики а-из-
лучающих нуклидов являются гораздо более жесткими, нежели
0- и у-излучателей.
При необходимости защита органов дыхания осуществляет-
ся с использованием средств индивидуальной защиты (СИЗ).
Средствами индивидуальной защиты называются спецодежда,
обувь, а также приборы и приспособления, применяемые инди-
видуально и обеспечивающие защиту персонала от неблагопри-
ятного воздействия факторов внешней среды. Основное назначе-
ние СИЗ при эксплуатации ядерных энергетических установок
состоит в предотвращении попадания радиоактивных и хими-
ческих веществ в органы дыхания, пищеварения и на кожу.
Для проведения ремонтных, аварийных или кратковремен-
ных работ в условиях повышенных концентраций радиоактив-
ных веществ используются изолирующие костюмы: шланговые
— с подачей чистого воздуха для дыхания и вентиляции под-
костюмного объема; изолирующие — с автономной системой
жизнеобеспечения.
Наиболее распространенным СИЗ органов дыхания, который
применяется в условиях, близких к нормальным, является про-
тивоаэрозольный полумасочный бесклапанный респиратор “Ле-
песток”. При концентрациях радионуклидов, превышающих до-
пустимые более чем в 50 раз, должны применяться только изо-
лирующие СИЗ.
В нормальных эксплуатационных условиях в атомной про-
мышленности широко используется спецодежда: комбинезоны,
135
костюмы, шлемы из отбеленного молескина, лавсановая одежда,
пластикатовые СИЗ — фартуки, нарукавники и др. Для защиты
ног используется широкий ассортимент спецобуви, а для защи-
ты рук — резиновые и другие перчатки (рукавицы), а также спе-
циальные перчатки для работы в боксах и камерах. Голова защи-
щается с помощью касок, шлемов, подшлемников, шапок, бере-
тов. Глаза и кожа лица предохраняются защитными щитками из
оргстекла. Используются также защитные дерматологические
средства: моющие препараты, пасты, кремы, мази и т. д.
Наряду со средствами индивидуальной защиты на предпри-
ятиях ядерного цикла используются меры коллективной за-
щиты от ионизирующего излучения, сводящие к минимуму
загрязнение воздуха, рабочих поверхностей, одежды и тела
сотрудников. К мерам коллективной защиты относятся зо-
нальная планировка помещений с выделением зон строгого
режима, функционирующих в условиях соблюдения санитар-
но-пропускных мер; максимальная герметизация излучающего
оборудования и помещений, где оно находится; обустройство
санитарных пропускников и шлюзов, пунктов дезактивации
обуви и одежды; создание специальных вентиляционных сис-
тем, дисциплинирующих ограждений и другие организацион-
но-технические мероприятия. Таким образом, безопасность
работ с источниками ионизирующих излучений обеспечивает-
ся взаимосвязью систем индивидуальной и коллективной за-
щиты в сочетании с мерами, направленными на защиту от
внешних потоков излучений.
7.6. Защита от бета-излучения
При отсутствии защитных экранов плотность потока 0-час-
*"2 *"1
тиц точечного непоглощающего источника <р(0), см с , на
расстоянии R, см, рассчитывается по формуле
<Р(О)=-^г, (7-35)
где А — активность радионуклида, Бк; Т| — выход частиц на
один распад ядра. При наличии поглотителя толщиной х,
г/см2, справедлива экспоненциальная зависимость ослабления
потока 0-частиц:
ф(х) = ф(0) ехр (- ах) , (7.36)
где а =15,5 £7^ — максимальная энергия (МэВ) в спектре
излучения 0-частиц, см2/г.
136
Значения предельно допустимых плотностей потоков Р-час-
тиц приведены в [16]. С помощью формулы (7.35) и норм [16]
можно определить безопасные расстояния нахождения персона-
ла от источников P-излучения при отсутствии на пути его рас-
пространения дополнительных защитных преград.
Несмотря на то что пробег бета-частиц в биологической
ткани невелик и значительная их часть поглощается в кожном
эпидермисе, большие потоки такого излучения могут привести
к серьезным лучевым ожогам. Помимо этого биологический эф-
фект данного вида облучения усугубляется воздействием тормоз-
ного излучения, возникающего при взаимодействии электронов
с веществом.
Выход Y тормозного излучения при полном поглощении мо-
ноэнергетических электронов в материале с атомным номером Z
при энергии первичных электронов Ео , меньшей 3 МэВ, опре-
деляется с помощью эмпирического соотношения [15]
У = с • 10" 4 ZEq , МэВ/част, (7.37)
где значения сип для некоторых материалов с атомным номером
Z приведены в табл. 7.4. Для Р-частиц с непрерывным спектром
п(Е0) формула выхода тормозного излучения имеет вид
я₽,о
У = J У(Ео) n(E0) dEQ , (7.38)
о
где Ер 0 — граничная энергия Р-частиц.
Таблица 7.4
Значения коэффициентов сип для некоторых материалов
с атомным номером Z
Z с п
4 3,5 2,16
13 3,5 2,02
26 3,3 1,91
50 3,2 2,07 |
79 3 1,9 |
Форма спектра тормозного излучения моноэнергетических
электронов может быть рассчитана в приближении их непре-
рывного замедления:
137
Ео
N(E0 , Еу) = f
qTopM(^ Ey) dE
dE(E)
dx
(7.39)
где <7топм(^'’ •&*) — дифференциальное сечение тормозного излу-
1 V XU J
чения электронов; Ey — изменяющаяся от 0 до Eq энергия фо-
dE(E)
тонов тормозного излучения; —-—-
CLX
— потери энергии электрона
на участке траектории dx.
Если активность радионуклида непоглощающего источника
равна А, спектр тормозного излучения от Р-частиц можно пред-
ставить в виде
ЕР, о
N(Ey) = J А л(Е0) N(EQ , Еу) dE0 .
о
(7.40)
Расчет защиты от тормозного излучения производится с ис-
пользованием методов защиты от фотонного излучения, т.е. от-
дельно для каждого энергетического интервала с последующим
использованием метода конкурирующих линий.
7.7. Основные требования, предъявляемые к материалам,
использующимся для радиационной защиты
Как правило, при проектировании ядерных установок наи-
большую трудность представляет защита от нейтронных потоков
и фотонов. Из рассмотренного выше материала следует, что за-
щита таких устройств должна состоять как из легких, так и из
тяжелых элементов. Учитывая приведенные особенности распро-
странения нейтронного и фотонного излучений в веществе,
можно сформулировать следующие основные требования, предъ-
являемые к защитным материалам.
1. Защитные материалы должны иметь максимально воз-
можную плотность для максимального ослабления у-излучения
и замедления быстрых нейтронов. Для эффективного замедле-
ния промежуточных и низкоэнергетических нейтронов требует-
ся высокое содержание водорода (обычно в виде химически свя-
занной воды). Желательна как можно более высокая степень го-
могенности защиты или значительной ее части.
2. Материал защиты должен подбираться так, чтобы обеспе-
чить минимальное образование, минимальную энергию вторич-
ных ионизирующих излучений, а также низкую наведенную ра-
138
диоактивность (накопление долгоживущих радионуклидов под
воздействием излучений).
3. Материал должен обеспечивать высокую радиационную,
термическую, механическую прочность при относительно низком
модуле упругости для уменьшения термических напряжений, воз-
никающих в результате нагрева внутренних слоев защиты.
4. Важными характеристиками являются также высокая
теплопроводность, низкое тепловое расширение, а также жаро-
и огнестойкость материалов.
5. К дополнительным требованиям относятся водо- и газоне-
проницаемость, химическая инертность, коррозионная стойкость
и технологичность защитных материалов.
К изложенным требованиям добавляются массогабаритные и
стоимостные ограничения.
Даже при беглом анализе перечисленных требований стано-
вится очевидной невозможность отыскания природных материа-
лов, удовлетворяющих им в полном объеме. Это обусловливает
необходимость создания искусственных защитных материалов,
таких, как бетоны или слоистые гетерогенные среды.
Функциональное назначение и условия использования той
или иной установки в значительной степени определяют выбор
композиции защиты. Принято различать две большие группы
ядерно-технических установок: стационарные и транспортные. К
обеим группам прежде всего относятся ядерные реакторы, рас-
смотрению которых как источников нейтронного и у-излучения
посвящена следующая глава.
Глава 8. РАДИАЦИОННАЯ ЗАЩИТА
ЯДЕРНЫХ РЕАКТОРОВ
8.1. Основные типы ядерных реакторов.
Компоновка, принципы и стадии проектирования
радиационной защиты
Существуют различные классификации ядерных реакторов.
Для проектирования радиационной защиты в первую очередь
необходимо знать энергию нейтронов, вызывающих деление
ядер. Эта энергия обычно не более 0,2 эВ в реакторах на теп-
ловых нейтронах; составляет 0,2 эВ — 100 кэВ в реакторах на
промежуточных нейтронах и превышает 100 кэВ в реакторах на
быстрых нейтронах. В табл. 8.1 приведены осредненные показа-
тели, характеризующие интенсивность потоков излучений, выхо-
дящих из активной зоны (АЗ) или отражателя таких реакторов.
139
Таблица 8.1
Осредненные значения плотности нейтронных потоков и
плотности потоков энергии фотонов в реакторах различных типов
Тип реактора Плотность нейтронного 2 потока, 1/(см • с) Плотность потока энергии фотонов, МэВ/(см2 • с)
На тепловых нейтронах (2—5) 1013 (До 95% нейтронного потока составляют медленные и тепловые нейтроны) (2—5) 1013
На промежуточных нейтронах (1—2) • 1013 (В спектре примерно 50% быстрых и 50% промежуточных нейтронов) « 1014
На быстрых нейтронах ~ 10^4 (Максимум в спектре нейтронов, падающих на защиту, соответствует энергии нейтронов 50—100 кэВ) « ю13
По составу ядерного топлива реакторы делятся на урановые,
плутониевые и ториевые. Топливо может находиться в твердой,
жидкой или газообразной фазе.
В зависимости от размещения топлива в замедлителе разли-
чаются гомогенные и гетерогенные реакторы. В активной зоне
гомогенного реактора топливо и замедлитель равномерно “переме-
шаны” (например, мелкие зерна карбида урана, равномерно раз-
мещенные в графитовом замедлителе). В гетерогенном реакторе
делящееся вещество размещено в замедлителе в виде вставок из
блоков, образующих ту или иную геометрическую упаковку.
По типу замедлителя существуют реакторы с водяным (тя-
желоводным), графитовым, гидридным, органическим замедли-
телями.
По типу применяемого теплоносителя реакторы бывают с
водяным теплоносителем (в таких реакторах вода может выпол-
нять еще и роль замедлителя, поэтому они называются водо-во-
дяными), жидкометаллическим, газовым и органическим тепло-
носителями.
По назначению реакторы подразделяются на энергетические
(предназначены для производства тепловой и электрической
140
энергии); исследовательские, работающие в составе двигательно-
энергетических установок транспортных средств, служащие для
производства искусственных изотопов и др.
. При использовании в качестве топлива урана в реакторах
на тепловых нейтронах происходит в основном деление ядер
урана-235. Нейтроны, образующиеся при делении, могут захва-
тываться ядрами урана-238 с последующим образованием радио-
нуклида плутония-239. Этот радионуклид тоже является деля-
щимся. Аналогично захват нейтронов ядрами тория-232 приво-
дит к образованию делящегося нуклида урана-233. Отношение
числа атомов вновь образующегося делящегося вещества к
числу атомов выгоревшего топлива называется коэффициентом
воспроизводства (КВ). В реакторах на тепловых нейтронах этот
коэффициент значительно меньше единицы. Реакторы, характе-
ризующиеся значениями КВ ~ 1, называются конверторами. Ре-
акторы на быстрых нейтронах, при работе которых КВ > 1, назы-
ваются реакторами-размножителями или бридерами. Образование
новых делящихся материалов в них происходит в основном внут-
ри так называемой зоны воспроизводства, которая окружает ак-
тивную зону и содержит 238и или 32Th, поглощающий значи-
тельную часть покидающих активную зону нейтронов.
Принципы проектирования защиты реактора зависят от его
типа и назначения. В настоящей главе рассматриваются основ-
ные аспекты проектирования защиты энергетических реакторов.
Особенности защиты реакторов космических летательных аппа-
ратов рассмотрены в следующей главе.
Основные требования, которым должна удовлетворять защита
реактора, — это обеспечение допустимых уровней:
— мощности ионизирующих излучений в посещаемых поме-
щениях;
— радиационного повреждения материалов и систем как
ядерного устройства, так и находящихся в непосредственной
близости от него;
— радиационного энерговыделения в материалах (выполне-
ние функций тепловой защиты) и активации конструкций, обо-
рудования и теплоносителя. Основные общие принципы проек-
тирования защиты реакторных установок можно сформулиро-
вать следующим образом.
1. Совместное проектирование реактора, защиты, контуров теп-
лоносителя и вспомогательных систем на всех стадиях разработки.
2. Обеспечение примерного равенства основных показателей
радиационной обстановки на внешней поверхности защиты.
3. Учет требований безопасности реактора при нештатных и
аварийных ситуациях.
141
4. Учет требований экономичности ядерной установки.
5. Обеспечение простоты, надежности и функциональности
конструкции защиты, не препятствующих нормальной эксплуа-
тации реактора.
6. Доступность конструкции для проведения всесторонних
рабочих испытаний эффективности защиты после ее ввода в
эксплуатацию.
Существуют следующие разновидности компоновки защиты
ядерных реакторов.
1. Сплошная защита, целиком окружающая реактор со
всеми компонентами.
2. Раздельная защита (реактор защищен частично, имеется
ограниченный доступ к определенным участкам вблизи реактора
при его работе на малой мощности, а также к контуру тепло-
носителя, расположенному отдельно от реактора в специально
оборудованном помещении).
3. Теневая защита (определенные участки (пульты управле-
ния, коридоры, специальные помещения) вблизи реактора за-
щищаются экранами и находятся “в тени защиты”).
При раздельной компоновке вся радиационная защита под-
разделяется на первичную и вторичную. Назначением первич-
ной защиты является снижение интенсивности излучения из ре-
актора до значения, примерно соответствующего интенсивности
излучения активированного теплоносителя. Назначением вто-
ричной защиты, окружающей систему охлаждения реактора,
является дальнейшее снижение интенсивности излучений в по-
сещаемых помещениях до допустимого уровня.
Важнейшей составляющей расчета и проектирования защи-
ты реактора является расчет полей излучений в защите. Особен-
ностями различных видов излучения ядерного реактора с точки
зрения влияния на характеристики защиты являются:
— радиационное охрупчивание корпуса (конструкций) реак-
тора и защиты быстрыми нейтронами, а также определяющий
вклад быстрых нейтронов в характеристики пространственного
распределения тепловых и медленных нейтронов при использо-
вании водородсодержащих материалов;
— определяющий вклад промежуточных нейтронов в мощ-
ность эквивалентной дозы за “безводородной” защитой;
— активация конструкций реактора тепловыми нейтронами,
формирование ими источников захватного у-излучения;
— определяющая роль мгновенного и запаздывающего у-из-
лучений с энергией, меньшей приблизительно 3 МэВ, в тепло-
выделении во внутренних слоях защиты;
142
— определяющая роль высокоэнергетическои части захват-
ного у-излучения в мощности эквивалентной дозы за защитой.
Проектирование защиты реактора — сложный процесс, тре-
бующий больших интеллектуальных и денежных вложений.
При кажущемся обилии и разнообразии методов расчета ослаб-
ления ионизирующих излучений они не могут учесть влияния
всех особенностей, возникающих при разработках нового ядер-
но-технического устройства. Поэтому помимо научной грамот-
ности, профессионализма и ответственности квалифицированные
проектанты защиты обязаны обладать “чутьем”, базирующимся
на глубоком понимании происходящих процессов и практичес-
ком опыте, для принятия правильных решений в ситуациях, не
нашедших отражения в освоенных конструкциях.
С учетом накопленного опыта можно выделить следующие
основные стадии проектирования радиационной защиты.
1. Выбор материала защиты с предположительно лучшими ха-
рактеристиками с учетом требований конкретной задачи; установ-
ление допустимых уровней излучения в различных зонах реактор-
ной установки, выделение нескольких областей:
— зон с плотностью потока энергии излучений, превышаю-
10 12 2
щей 10 - 10 МэВДсм • с), в пределах которых происходят ра-
диационные повреждения материалов и необходимо введение ох-
лаждения облучаемых узлов;
— зон с плотностью потока энергии нейтронов, превышающей
7 9 2
10 - 10 МэВДсм с), в пределах которых значительно актива-
ционное у-излучение; зоны могут являться недоступными для об-
служивания даже после выдержки реактора в состоянии останова;
— зон с плотностью потока энергии нейтронов
106 - 107 МэВДсм2 с), в пределах которых значительна наведенная
активность в конструкциях, ограничивающая время пребывания
персонала даже после выдержки реактора в состоянии останова;
— зон кратковременного пребывания персонала (плотность
потока излучений соответствует эквивалентной дозе, превышаю-
щей предельно допустимый уровень для условий работы в тече-
ние смены не более чем в 10—100 раз);
— зон постоянного обслуживания (плотность потока излуче-
ний не превышает предельно допустимый уровень).
После принятия допустимых уровней приближенно опреде-
ляется кратность ослабления излучений защитой и производят-
ся приближенные оценки толщин защиты в различных направ-
лениях.
2. Проведение более строгого расчета полей излучений в
рассматриваемом варианте защиты. При неудовлетворительных
143
показателях — рассмотрение иных вариантов компоновки пер-
вичной защиты, корректировка соотношений компонентов мате-
риалов защиты, принятых на первой стадии, возврат на первую
стадию при полной замене предполагавшихся к использованию
защитных материалов.
3. Компоновка и расчет защиты контура теплоносителя.
Желательна такая компоновка оборудования, которая позволяет
использовать контур как часть защиты.
4. Сравнение характеристик нескольких рассмотренных ва-
риантов, выбор окончательного варианта конструкции защиты.
Проведение строгих и, по возможности, наиболее точных пове-
рочных расчетов характеристик окончательно выбранной в ка-
честве защиты компоновки.
zl 34567
Рис. 8.1. Упрощенная обобщенная схема расположения
функциональных зон верхней половины защиты
энергетического реактора:
АЗ — активная зона; Отр — боковой отражатель (или зона
воспроизводства (ЗВ)); БВКЗ — боковая внутрикорпусная
защита; В отр. — верхний отражатель (или ЗВ); ВВКЗ — верх-
няя внутрикорпусная защита; ББЗ — боковая биологическая защи-
та; ИК — ионизационные камеры; 1 — корпус (кожух) реактора;
2 — металлоконструкция (технологические каналы, приводы сис-
темы управления и защиты и др.); 3 — крышка реактора (верх-
няя плита); 4 — верхнее защитное перекрытие; 5 — отверстия
для доступа; 6 — локальная защита; 7 — защитная пробка
каналов ИК; 8 — проходки под коммуникации в защите;
9 — шахта реактора
144
Конструктивные схемы построения защиты реакторов раз-
личных типов подчиняются некоторым общим закономерностям.
На рис. 8.1 приведена схема [17] расположения зон верхней по-
ловины защиты энергетических реакторов.
За отражателем (Отр) реакторов на тепловых нейтронах или
внешней боковой поверхностью зоны воспроизводства (ЗВ) в
размножителях располагается боковая внутрикорпусная защита
(БВКЗ), охлаждаемая теплоносителем. Далее следует корпус ре-
актора 1. В энергетических реакторах серии РБМК корпус рас-
положен непосредственно за отражателем. За корпусом распола-
гаются шахта 9 и боковая биологическая защита (ББЗ), во
внутренних слоях которой размещаются ионизационные камеры
(ИК). Как правило, ББЗ выполнена из бетона. Для снижения
радиационной и тепловой нагрузок на бетон внутренняя часть
ББЗ выполняется в виде водяного бака (толщина водяной про-
слойки — порядка одного метра). В верхней защите часто име-
ется верхнее защитное перекрытие 4. Оно обеспечивает защиту
от излучений активной зоны, теплоносителя и активированных
элементов конструкции. Над шахтой может располагаться ло-
кальная защита 6.
8.2. Ослабление излучений активной зоны
ядерного реактора
Нейтроны, образующиеся в активной зоне ядерного реакто-
ра, можно отнести к следующим классификационным группам.
1. Мгновенные нейтроны деления (генерируются практичес-
ки мгновенно после совершения акта деления).
2. Запаздывающие нейтроны (генерируются возбужденными
ядрами, образующимися в результате деления, с временным за-
паздыванием по отношению к акту деления).
3. Нейтроны спонтанного деления ядер, характеризующихся
значительными периодами полураспада.
4. Нейтроны реакций (а , п) и (у, п).
5. Нейтроны активации (генерируются в результате радио-
активного распада продуктов некоторых ядерных реакций).
Не все эти источники в равной степени важны и требуют
учета при расчете защиты каждого типа ядерного реактора.
Энергетический спектр нейтронов в реакторе не одинаков в
разных точках и компонентах активной зоны. Для практичес-
ких расчетов защиты в большинстве случаев достаточно знать
усредненный по пространству спектр плотности скалярного по-
тока нейтронов в активной зоне или связанный с ним интег-
ральный спектр потока нейтронов
145
Ф0(Е) = J <р0( г» Е) dE .
(8.1)
Этот спектр практически соответствует гипотетическому
спектру бесконечной однородной среды, имеющей тот же состав,
что и осредненный состав активной зоны. Таким образом ис-
ключается учет влияний отражателя и конечности размеров ак-
тивной зоны.
Уравнение для определения Фо(£) получается интегрирова-
нием (7.1) по всем пространственным и угловым переменным:
оо
ЦЕ) Ф0(Е) = J Es> о(Е ' Е) Фо(Е ')</£' + <?0(Е), (8.2)
Е
где q0(E) = qQ %(£') ; Х(Е) — спектр мгновенных нейтронов деле-
ния.
Фотонное излучение, возникающее в результате деления
ядерного топлива, называется первичным. К первичному излу-
чению относятся мгновенное у-излучение деления и запаздывающее
у-излучение продуктов деления. При делении одного ядра 235и в
энергетическом интервале 8 кэВ—10,5 МэВ фотонами мгновенно
уносится 10,3 ± 0,9 МэВ энергии. В диапазоне 1—4,5 МэВ спектр
фотонов деления %^гн (Еу) с погрешностью до 40% [17] описыва-
ется экспоненциальной зависимостью
Х?” (EJ - 8 ехр (-1.1ЕЭ Ф°ТОН , (8.3)
' у ' МэВ • дел
где Еу — энергия фотона, МэВ. Средняя энергия фотонов, ис-
пускаемых при радиоактивном распаде продуктов деления, ниже
аналогичного показателя мгновенных фотонов (в расчете на один
акт деления запаздывающие фотоны уносят 6,8 ± 1 МэВ). Запаз-
дывающее у-излучение в основном поглощается в активной зоне и
прилегающих к ней слоях защиты. Спектр запаздывающего у-из-
зап
лучения Ху аппроксимируется выражением вида
^ап(Еу)«7ехр(-1,1Еу). (8.4)
Таким образом, суммарный спектр первичных фотонов
Ху (Е^ - 15 ехр (- 1,1Еу) . (8.5)
Вклад источников вторичных фотонов неодинаков в различ-
ные периоды работы реактора. При работе реактора на мощнос-
ти необходимо учитывать в первую очередь действие первичного
146
у-излучения и захватных фотонов. Иногда дополнительно требу-
ется учет влияния у-излучения, сопровождающего неупругое
рассеяние нейтронов. После останова реактора наряду с запаз-
дывающим у-излучением продуктов деления учитывается вклад
активационного у-излучения.
Спектры у-излучения, образующегося при захвате тепловых
нейтронов v’ у, приведены в табл. 8.2 [17]. Данные по спект-
рам у-излучения, образующегося при захватах надтепловых и
быстрых нейтронов, практически отсутствуют. При расчетах за-
щиты реакторов обычно учитываются данные о выходе у-излу-
чения при захвате тепловых нейтронов для рассмотрения в ка-
честве нижней границы выхода фотонов при захватах нейтронов
более высоких энергий.
После поглощения нейтрона возбужденное составное ядро
может отдать избыточную энергию как путем высвечивания фо-
тона (радиационный захват), так и путем испускания нейтрона
с последующим выходом одного или нескольких фотонов. По
мере увеличения энергии нейтрона в испускании подобных фо-
тонов может принимать участие все большее число ядерных
уровней. Для энергий нейтронов, превышающих 4 МэВ, спектр
фотонов неупругого рассеяния становится сплошным у всех эле-
ментов, кроме кислорода и углерода.
Данные пр спектрам и выходам при неупругом рассеянии
нейтронов различных энергий являются неполными. Для оце-
ночных расчетов обычно применяются результаты измерений
спектров фотонов, образующихся при неупругом рассеянии ней-
тронов спектра деления или реакторного спектра [3, 17].
При поглощении нейтронов ядрами некоторых легких эле-
ментов, в том числе являющихся продуктами ядерных реакций,
возможно испускание не только фотонов (захватное излучение)
или нейтронов (неупругое рассеяние), но и заряженных частиц
(реакции (п, р) и (и, а). При расчетах защиты необходимо учи-
тывать реакции 6Li(n, а) —> 3Н и 10В(п, а) -» 7Li. Ha тепловых
нейтронах в 94% случаев идет вторая реакция с образованием
возбужденного состояния с энергией 0,478 МэВ. Это возбужде-
ние снимается высвечиванием фотона такой же энергии. Мощ-
ность источников у-излучения при этих реакциях рассчитывает-
ся так же, как мощность источников захватного у-излучения.
При рассмотрении активной зоны реактора как источника
излучений рассматриваются не только энергетические спектры
излучения, но и пространственное распределение интенсивности
излучения в зоне как объемном или протяженном источнике. В
большинстве случаев наиболее значимым является распределе-
147
Спектр у-излучения v«( у , образующегося при захвате тепловых нейтронов
ядрами различных элементов, фотон/захват
Таблица 8.2
Элемент °П, у Интервал энергии, МэВ
Более 7 7—5,5 5,5—4,5 4,5—3,5 3,5—2,5 2,5—1,75 1,75—1,25 1,25—0,75 Менее 0,75
Н 0,3326 — — — — — 1 — — —
1°в« 0,52 — — — — — — — — 0,813
с 0,0035 — — 0,692 0,276 — — 0,252 —
N 0,075 0,011 0,018 0,028 0,01 0,003 0,009 0,004 — —
Na 0,4 — 0,3 0,017 0,539 0,62 0,469 0,13 0,279 0,665
Al 0,231 0,37 0,12 0,25 0,316 0,291 0,183 0,068 0,079 0,178
Si 0,171 0,081 0,133 0,638 0,685 0,066 0,287 0,111 0,015 0,101
Са 0,43 0,019 0,539 0,099 0,303 0,126 1,12 0,152 0,072 0,204
Cr 3,07 0,643 0,199 0,046 0,074 0,077 0,287 0,03 0,243 0,15
* В спектре излучения 10В имеются также фотоны с энергией 0,478 МэВ, которые испускаются в 94%
случаев при реакции (п, а). Сечение этой реакции 3840 барн.
Окончание табл. 8.2
Элемент °п, у Интервал энергии, МэВ •
Более 7 7—5,5 5,5—4,5 4,5—3,5 3,5—2,5 2,5—1,75 1,75—1,25 1,25—0,75 Менее 0,75
Мп 13,3 0,34 0,217 0,326 0,109 0,163 0,24 0,059 0,007 0,164
Fe 2,56 0,542 0,188 0,039 0,086 0,181 0,021 0,258 0,458 0,486
Ni 4,49 0,784 0,227 0,054 0,029 0,057 0,047 0,021 0,06 0,201
Pb. 0,17 0,874 0,055 — — — — — —- -
гзву 2,7 — — 0,003 0,131 0,288 0,668 0,51 0,578 241 1
Примечание. Сечения захвата оп, у приведены для нейтронов тепловых энергий 0,025 эВ.
149
ние потока тепловых нейтронов, так как, вызывая деление
ядер, они инициируют источники быстрых нейтронов и фотонов
деления. Тепловые нейтроны характеризует также большое се-
чение радиационного захвата.
Для нахождения пространственного распределения нейтронов
в активной зоне широко используется односкоростное приближе-
ние диффузии нейтронов в гомогенной размножающей среде:
- D^2 Фо( + Ха Фо< = Г*)=УБ/ф0( г>) , (8.6)
где D , — соответственно коэффициент диффузии, сече-
ние поглощения и произведение выхода нейтронов при делении
и сечения деления . Сечения являются одногрупповыми кон-
стантами, полученными осреднением сечений по спектру ней-
тронов активной зоны реактора. В реакторах на тепловых ней-
тронах одногругрупповые константы представляют собой соот-
ветствующие сечения тепловых нейтронов.
Для часто используемой на практике цилиндрической гео-
метрии активной зоны (радиус rQ , высота 2Н) уравнение диф-
фузии (8.6) принимает вид
1
г
Э Г Э , J д Фо(г, z)
Тг ГТг^(Г’г} +~^~
+ в2
ф0(г, z) = 0 ,
(8.7)
где В2 =--——- — так называемый материальный параметр ре-
актора.
Последнее уравнение решается аналитически методом разде-
ления переменных. С учетом дополнительных условий симмет-
рии функции плотности нейтронного потока относительно оси
активной зоны, ограниченности этой функции, а также равен-
ства нулю плотности потока на экстраполированных границах,
т. е. при z = ± Н - ± (Я + 0,71Z, ) ; г = В = Во + 0,71Е. (Z —
О I» yj I i v i
одногрупповое транспортное сечение; начало координат — в
центре симметрии активной зоны), решение имеет вид
(8.8)
где константа А зависит от уровня мощности реактора; Jo —
функция Бесселя первого рода нулевого порядку.
150
При расчете защиты в первом приближении можно считать,
что полученное решение, строго говоря, справедливое для реак-
тора без отражателя, применимо также для нахождения плот-
ности потока нейтронов в реакторе с отражателем. Экстраполи-
рованные размеры активной зоны получаются из геометричес-
ких прибавлением эквивалентной добавки а, учитывающей от-
ражательную способность отражателя и зависящей от ядерных
свойств активной зоны и толщины отражателя.
Более точной является двухгрупповая диффузионная модель
реактора [17], позволяющая учесть различия в пространствен-
ном распределении нейтронов различных энергий.
Пренебрегая тормозным и аннигиляционным излучением,
мощность г*, Еу) источников фотонов в активной зоне и за-
щите реактора можно представить в виде суммы мощностей
первичного дверв( г* Еу), вторичного двтор( г*, Еу) и активационно-
го gaKT( г*, Еу) излучений. При работе реактора на постоянной
мощности в течение времени Т для активной зоны и защиты
реактора эти составляющие имеют вид
9”е₽в( г* Еу) = [х,“ге(Е7) + , Т, t = О)] х
х J Zz( г» Е) <РО( Л Е) dE ;
о
(8.9)
^тор( А Еу) = f vn> /Еу , Е) Еп> у( г» Е) q>0( Н Е) dE +
+ J vln(Ey , Е) L(„( r> Е) q>0( Т>, Е) dE ; (8.10)
„пор
акт, —» тр ч _
Qy ( г , Еу)
= vaKT(Ey) [1 - ехр (-] J г» Е) ф0( г» Е) dE , (8.11)
о
где W = 3,1 • 1О10 1/Дж — число делений, необходимых для вы-
свобождения энергии 1 Дж; gaan(Ky , Т, t = 0) — мощность источ-
ников запаздывающего излучения, фотонДМэВ • Вт • с); X — по-
стоянная распада радионуклидов; vin , — соответственно
выход у-квантов (в относительных единицах) при неупругом
151
рассеянии нейтронов и сечение этого процесса; vaKT , Хакт — то
же для активационных у-квантов; Ef°p — пороговая энергия
выхода фотонов энергии Еу при неупругом рассеянии нейтронов,
имеющих энергию Е.
Для реакторов на тепловых нейтронах можно считать (верх-
ний индекс “т” относится к соответствующим характеристикам
тепловых нейтронов)
оо
J zz( г» Е) ф0( г», Е) dE = г») <pj( г») ;
о
(8.12)
J v,(> /Еу , Е) ЪПу / А Е) Фо( Л Е) dE =
(8.13)
При останове реактора остается только запаздывающее и ак-
тивационное у-излучение.
Для расчета распределения фотонов в активной зоне использу-
ются те же методы, что и при расчете их распределения в защите.
Распределение фотонов в активной зоне реактора на практи-
ке оказывается близким к распределению нейтронов и энерго-
выделения. На рис. 8.2 [17] показаны эти распределения для
водо-водяного реактора “Yankee”. Расхождения полей наблюда-
ются в основном вблизи границ и в блоках топлива.
Рис. 8.2. Относительное распределение полей нейтронов
(сплошная линия, черные кружочки); фотонов (пунктирная линия,
заштрихованные треугольники) в АЗ водоводяного реактора по
высоте (а) и в радиальном направлении (б) (z измеряется от
нижней границы АЗ; незаштрихованные кружочки —
энерговыделение; крестики — отношение плотности потока
нейтронов и фотонов; штрихпунктирная линия — расчетное
распределение плотности потока фотонов)
б)
152
Для расчетов прохождения быстрых нейтронов в защите ре-
актора наиболее широко используется метод интегрирования
функции влияния точечного источника по объему активной
зоны. Распространение быстрых нейтронов рассматривается
вдоль луча, соединяющего точку объемного источника г*' с точ-
кой г*, в которой рассчитывается плотность потока нейтронов с
учетом всех материалов, находящихся на пути их распростране-
ния. В дальнейшем составляющие от элементарных источников
суммируются:
9® ') ех₽
J М) *
4л
(8.14)
где Qq = qQ А %б — мощность источников быстрых нейтронов
(А %б — доля быстрых (энергия более 2,5 МэВ) нейтронов в
спектре нейтронов деления); Т, — сечение выведения быстрых
нейтронов.
Концепция сечения выведения основана на том, что в боль-
шинстве водородсодержащих сред при выполнении некоторых
условий влияние других (введенных в защиту) материалов, ос-
лабляющих быстрые нейтроны, можно учесть введением сомно-
жителя вида ехр %гет , где d — толщина слоя вводимого
вещества. Для грубой оценки сечения выведения используется
приближенная формула
1
2ге,»(£) " ад - 2я f Sei(E, це() це1 <%г, (8.15)
-1
где Х(Е) — полное сечение взаимодействия нейтронов с вещест-
вом; ZgZ(jE, p,gZ) — дифференциальное сечение упругого рассеяния
нейтронов с энергией Е; — косинус угла упругого рассеяния.
Сечение выведения зависит от энергии нейтронов, способов
введения замедляющего вещества в водородсодержащую среду,
геометрии источника и углового распределения его излучения.
Сечения выведения для гетерогенных и гомогенных сред в
общем случае различны.
В практических расчетах широко используются многогруп-
повые модификации формулы (8.15).
При расчетах потоков быстрых нейтронов с энергией
1—2,5 МэВ для больших толщин отдельных слоев защитных
153
композиции вместо сечении выведения правильнее использовать
величины, обратные длине релаксации X , характеризующие
экспоненциальный спад потока быстрых нейтронов в однород-
ных средах. Тогда даже при односкоростном рассмотрении
можно приближенно учесть пространственное изменение спект-
ра быстрых нейтронов, используя зависимость длины релакса-
ции от расстояния г.
Для простых геометрий при введении некоторых упрощаю-
щих предположений иногда удается выполнить аналитическое
интегрирование (8.14).
Расчеты полей замедляющихся и тепловых нейтронов обыч-
но осуществляются на основе сочетания методов сечения выве-
дения для быстрых нейтронов с диффузионным методом для за-
медляющихся и тепловых. В случае однородной защиты иногда
(например, при использовании двухгруппового приближения
для однородной протяженной защиты, примыкающей к АЗ
больших размеров) удается получить несложные аналитические
выражения для определения плотности потока нейтронов [17].
Многогрупповые и многомерные рассмотрения осуществляются с
использованием специальных пакетов прикладных программ.
В результате замедления нейтроны, достигнув тепловой
энергии, продолжают диффундировать как тепловые до тех пор,
пока не будут захвачены или пока не выйдут за границы рас-
сматриваемого объема или среды. Переход нейтронов в состоя-
ние тепловой диффузии оказывается очень важным с точки зре-
ния расчета радиационной защиты, так как основным источни-
ком вторичного у-излучения в защите служит именно захват
тепловых нейтронов. В большинстве случаев распределение
“внешних” замедляющихся нейтронов оказывает большее влия-
ние на распределение тепловых нейтронов, нежели поле “собст-
венных” тепловых нейтронов в материале защиты. К особеннос-
тям распределения тепловых нейтронов по сравнению с распре-
делениями быстрых и промежуточных относится большая чув-
ствительность к гетерогенности защиты и к расстоянию до ее
поверхности с внешней стороны. Расчетная картина в припо-
верхностных слоях защиты часто усложняется в результате вза-
имодействия тепловых нейтронов с конструкциями (в том числе
стенами зданий), расположенными за наружной границей защи-
ты. Распределение тепловых нейтронов зависит также от темпе-
ратуры отдельных слоев защиты.
Анализ термализации нейтронов является достаточно слож-
ной задачей. При расчетах защиты для получения поля тепло-
вых нейтронов используется более простой одногрупповой диф-
фузионный подход, основанный на предположении соответствия
154
энергетического спектра тепловых нейтронов в среде закону
Максвелла:
Ф(Е) ~ Е ехр (- КТ) , (8.16),
где k = 8,6 • 10“ 5 эВ/K — постоянная Больцмана; Т — темпера-
тура среды, К. Такой подход обеспечивает Получение вполне
пригодных с точки зрения расчета защиты результатов.
В табл. 8.3 приведены эффективные одногрупповые констан-
ты тепловых нейтронов для некоторых защитных материалов,
полученные усреднением по спектру Максвелла при температуре
защиты 293 К [17].
Таблица 8.3
Константы тепловых нейтронов для некоторых
защитных материалов
Материал Плотность, г/см3 V 1 Еа , см v -1 ztr ’ см L , см
Вода 1 0,0196 2,8 2,85
Г рафит 1,6 0,000286 0,4 54,5
Натрий 0,97 0,0118 1 16,8
Железо 7,86 0,197 1,12 1,23
Свинец 11,35 0,05 0,37 13,5
Песок 1,6 0,00225 0,16 30,3
Карбид бора 1,8 52,2 52,5 0,011
Зависимость осредненного сечения поглощения тепловых
нейтронов от температуры имеет вид
Ха(Т) = Za(293) Л/293/(Т + 50) . (8.17)
Осредненное сечение рассеяния от температуры практически
не зависит. Температурная зависимость длины диффузии тепло-
вых нейтронов имеет вид
4_____________
ЦТ) = 1,(293) V(T + 50)/293 . (8.18)
Задачи замедления тепловых нейтронов в средах решаются
с использованием диффузионного приближения. Применительно
к однородным средам с источниками простой геометрической
155
формы решения некоторых задач могут быть получены в анали-
тическом виде. Для решения более сложных задач, а также для
рассмотрения замедления тепловых нейтронов в неоднородных
средах используются численные методы.
Расчеты ослабления первичных и вторичных фотонов в за-
щите реактора чаще всего осуществляются методами, близкими
к методам расчетов потоков быстрых нейтронов — интегрирова-
нием функции влияния точечного изотропного источника. В
многогрупповом приближении формула для распределения плот-
ности потока фотонов имеет вид
где q1 ( г*') — пространственное распределение источников фото-
нов j-й энергетической группы; ц* — линейный коэффициент ос-
лабления фотонов; В1 1 — фактор накопления потока рассеян-
ных фотонов j-й энергетической группы от источника, испуска-
ющего фотоны r-й группы.
Из-за сложностей, возникающих при аппроксимации груп-
повых факторов накопления, обычно косвенно учитывается вид
какого-либо функционала (дозового, энергетического и др.)
путем использования соответствующего фактора накопления, до-
пускающего несложную аппроксимацию. Это позволяет избе-
жать суммирования по группам в выражении (8.19).
При использовании многослойных защитных композиций
(толщина слоя xt ; линейный коэффициент ослабления слоя |lz)
с общим количеством слоев L расчет общего фактора накопле-
ния можно проводить с использованием формулы для гомоген-
ной смеси материалов всех слоев:
(8.20)
156
При расчетах поля у-излучения в защите реактора обычно
рассматриваются излучение из активной зоны и вторичное из-
лучение из защиты. При расчетах распределений вторичного у-
излучения в защите необходимо учитывать, что в большинстве
случаев его интенсивность определяется захватом тепловых ней-
тронов.
Достаточно часто распределение источников вторичного у-из-
лучения по слою защиты толщиной d можно описать суммой
двух экспонент:
97(*) = 91, у ехр (2^ х) + g2> у ехр (Z2 х) , (8.21)
причем 2^ > 0 , Z2 < 0. Для плотности потока вторичных фото-
нов от слоя, имеющего толщину d, на поверхности этого слоя
справедливо соотношение
d
Ф’тор (х = 0) = 1 f
о
q^x) В(х') Е1 |1 (d - х') dx' ,
(8.22)
где В(х') — фактор накопления для плоского изотропного источ-
ника.
Удобная форма аналитического представления факторов на-
копления для бесконечной геометрии предложена Тейлором:
J3(|LlzZ) = Аг ехр (- аг pd) + (1 - Aj) exp (- а2 |ld) , (8.23)
где коэффициенты А^ , 0^ , а2 зависят только от начальной
энергии у-квантов и порядкового номера вещества, из которого
выполнена защита. От толщины Цс? защиты вышеперечисленные
коэффициенты не зависят. В справочниках приведены значения
А^ , аг , а2 для различных материалов и энергий применитель-
но к рассмотрению точечных изотропных моноэнергетических
источников в условиях бесконечной геометрии.
Используя выражения (8.22) и (8.23) по фактору накопле-
ния с коэффициентами, одинаковыми для слоя d и для всей
последующей защиты, можно получить значение плотности по-
тока вторичных фотонов в любой точке на расстоянии х от по-
верхности слоя:
х (ч. + - -Ei <(i + “„) и,d+d+ч.+Q
157
- exp Я1(пи) + Ej <(1 + a„) d + П „>} . (8-24)
Z LLX
где trn = —---; T|„ = (1 + «„) M* (Hs — линейный коэффициент
M's
ослабления у-квантов в слое d). Расчеты по формуле (8.24) осу-
ществляются с применением ЭВМ для отдельных энергетичес-
ких групп с учетом факторов накопления рассеянного излуче-
ния. Далее полученные результаты суммируются.
При расчетах защиты реакторов важным является также
определение угловых распределений плотности потока вторично-
го у-излучения за отдельными слоями защиты или на границе
активной зоны. Обычно для их нахождения используются чис-
ленные методы решения уравнения переноса фотонов в вещест-
ве или метод Монте-Карло. В качестве приближения можно вос-
пользоваться угловыми распределениями потока нерассеянных
вторичных фотонов. Так, для экспоненциального распределения
источников фотонов в плоской пластине толщиной d
Я/х) = qQ ехр (- х), (8.25)
угловое распределение потока нерассеянных фотонов имеет вид
(
ехр (- d) - ехр --------------------------------
п cos ©
<РТ ж(®> = -Г ----------г----л-------- ’ <8'26)
7 ’ 4л |ls - cos 0
где |1 — коэффициент ослабления фотонов в материале пласти-
ны; 0 — угол, измеряемый от нормали к пластине.
8.3. Защита корпуса реактора
Излучения нейтронов и гамма-квантов, исходящие из активной
зоны реактора, переносят значительные энергопотоки. В больших
реакторах интенсивность излучения достигает 1015 МэвДсм2 • с), а
плотность мощности, выделяющейся в конструкциях, которые
находятся в непосредственной близости от активной зоны,
может превышать 100 Вт/см3. В результате в конструкциях
могут возникать дополнительные температурные напряжения, ко-
торые необходимо принимать во внимание. Помимо этого, интен-
сивное нейтронное облучение вызывает нарушения структуры ма-
териала корпуса, приводящие к ухудшению его прочностных ха-
рактеристик. Для уменьшения воздействия этих факторов в
корпусе реакторов предусматривается внутрикорпусная защита.
158
Внутрикорпусная защита часто выполняется в виде несколь-
ких стальных экранов, окружающих активную зону. В некото-
рых случаях первые слои экранов выполняют функции отража-
теля, в других случаях экраны устанавливаются между отража-
телем и корпусом. Теплоотвод от экранов осуществляется теп-
лоносителем, циркулирующим между ними. Для изготовления
экранов применяется сталь, а также другие материалы, хорошо
поглощающие у-излучение и удовлетворяющие конструкционно-
технологическим требованиям.
Определенные сложности могут возникать при расчетах по-
токов захватного у-из лучения во внутрикорпусной защите, ха-
рактеризующейся малым содержанием или полным отсутствием
в материале ядер водорода. В этом случае доля тепловых ней-
тронов оказывается незначительной. Преобладает захват нейтро-
нов промежуточных энергий. Вместо сложных много групповых
приближений используется верхняя оценка плотности полного
потока нейтронов на внешней поверхности корпуса:
ф“орп = ф£3 ехр
( d d
отр т.з
VT Vt
\ отр т.з
^корп
(8.27)
корп Р
где ф0 — полный поток нейтронов на границе активной зоны;
^отр ’ ^т.з ’ ^корп — толщины соответственно отражателя, внутри-
корпусной защиты и корпуса реактора; Тотр , Тт з , ткорп — соот-
ветствующие квадраты длины замедления.
Оценка удельной мощности даах источников захватного у-из-
лучения осуществляется с помощью выражения
Q
зах
У
Ф?°РП
(8.28)
корп
Применительно к достаточно толстым корпусам можно счи-
тать, что практически все нейтроны поглощаются в материале
корпуса. В предположении полубесконечной геометрии, а также
без учета накопления рассеянного гамма-излучения справедливо
следующее выражение [17] для определения плотности потока
захватных у-квантов в точке, расположенной на расстоянии х от
корпуса:
фкорп
«“’‘(х; -----22-------Е2 (цх) , (8.29)
^Нкорп ^корп
где Цкорп , Ц — соответственно линейные коэффициенты ослабле-
ния корпуса и среды за его внешней границей.
159
Физические закономерности радиационного повреждения
материалов достаточно сложны. Упрощенная картина таких по-
вреждений такова. Быстрые и промежуточные нейтроны при
взаимодействии с веществом образуют первичные атомы отдачи,
смещенные со “стационарных” мест. При значительных энерги-
ях эти атомы могут создавать области с дефектами того или
иного вида. Дефекты приводят к возникновению эффекта “за-
крепления” дислокации, возможностью перемещения которых
определяется пластичность материала.
Пороговое значение энергии нейтрона, необходимой для об-
разования смещенного атома в железе, равно примерно 580 эВ.
Вместе с тем привести к образованию смещенных атомов могут
и нейтроны меньших энергий в результате их радиационного
захвата, а также некоторых актов упругого рассеяния. В ре-
зультате каждого акта (п, у)-реакции в железе могут появиться
до десяти смещенных атомов. Так как наибольшим сечением
радиационного захвата характеризуются тепловые нейтроны, их
вклад в образование дефектов в результате реакции (и, 7) явля-
ется самым значительным. Что касается общего количества де-
фектов, то здесь вклад тепловых нейтронов зависит от их доли
в общем спектре. В водо-водяных реакторах вклад тепловых
нейтронов в общее количество дефектов не превышает 3%, в
графитовых — может достигать 30%.
Анализ зависимости количества дефектов структуры мате-
риала, вызванных нейтронным потоком, свидетельствует о том,
что это количество не является однозначной функцией флюенса
нейтронов. При одном и том же значении флюенса нейтронов раз-
ной энергии может образоваться неодинаковое число дефектов.
Для анализа изменения свойств материалов под действием
излучения часто используется статистическая модель элемен-
тарных дефектов. В качестве меры повреждающей дозы при-
нимается расчетное количество элементарных радиационных де-
фектов — число смещений на атом (сна), зависящее от сечения,
которое соответствует образованию дефектов и энергии нейтро-
нов. Для энергетического водо-водяного реактора ВВЭР-440 мощ-
ность повреждающей дозы приблизительно равна 1,5 • 10“ 10 сна/с.
За 25 лет эксплуатации повреждающая доза для корпуса этого
реактора составит примерно 0,12 сна.
Несмотря на отсутствие однозначной связи между флюенсом
нейтронов и вызываемой ими повреждающей дозы, на практике
иногда используются соответствующие оценки степени изменения
свойств материала при облучении. Часто это делается примени-
тельно к оценкам изменения (повьпПения) температуры хладно-
ломкости AtXJl для нейтронов с энергией, превышающей 0,4 МэВ.
160
Изменение температуры хладноломкости сталей описывается
приближенным выражением
я Зг—
• 10“° л/Ф , (8.30)
где А — коэффициент, значение которого устанавливается экс-
периментально; Ф — флюенс нейтронов, нейт./см2. Опыт экс-
плуатации ядерных реакторов свидетельствует о том, что без-
опасная рабочая температура корпуса должна быть выше темпе-
ратуры хладноломкости более чем на 30 градусов. Таким обра-
зом, зная плотность нейтронного потока, облучающего корпус,
можно определить допустимый срок службы корпуса с точки
зрения наступления необратимых радиационных повреждений.
Не менее важной является проблема радиационной стойкос-
ти бетонной биологической защиты реактора. Радиационная
стойкость бетона определяется степенью деформации заполните-
ля — гранита, известняка, песка и т.д. В результате проведен-
ных исследований установлено, что в качестве характерного по-
казателя радиационной деформации бетона можно принять
флюенс нейтронов с энергией более 10 кэВ. Однако в каждом
конкретном случае эта деформация зависит от показателей кон-
кретной марки бетона: прочности, теплопроводности, плотности и
т.д. Допустимый флюенс для бетонов не является вполне одно-
значной величиной. Его порядок составляет 1019 - 1О20 нейт./см2.
8.4. Тепловой расчет защиты
Общая плотность мощности q( г»), выделяющейся во внут-
ри корпусной защите и корпусе реактора, определяется суммой
составляющих, обусловленных поглощением гамма-квантов
нейтронов gn( г») и заряженных частиц 9а>р(^)-
Плотность мощности, выделяющейся от поглощения у-кван-
тов, определяется выражением
g7( г») = К J г» Еу) £7Цпер( Л Еу) dEy, (8.31)
где К = 1,6 • 10“ 13 Вт • с/МэВ — переводной коэффициент;
Ц ( г* EJ — линейный коэффициент передачи энергии гамма-
излучения. Плотность потока у-квантов определяется для отдель-
ных энергетических групп с использованием фактора накопления
поглощенной энергии и с учетом вклада вторичного у-излучения
от тех слоев защиты, которые находятся “за” расчетной точкой.
Плотность мощности, выделяющейся при упругом замедле-
нии нейтронов, определяется формулой
161
= x Z Фо(^)£^(гг>)д£1. (8.32)
i
где Xlel — сечение упругого рассеяния нейтронов i-й энергетичес-
кой группы; Д Et — средняя потеря энергии нейтронов i-й груп-
пы при рассеянии на ядрах с атомной массой Mt
А Я( = 2М - (1 - й) (8.33)
(ЛГ+1)2
В последнем выражении Ц- — средний косинус угла рассея-
ния нейтронов i-й группы в системе центра инерции; Et — сред-
няя энергия нейтронов этой группы.
Для большинства защитных материалов энерговыделение от
замедления нейтронов оказывается меньшим, нежели от погло-
щения у-излучения. Обычно для приблизительного учета ней-
тронной составляющей плотность выделяющейся в защитных
материалах мощности можно увеличить в 1,1—1,2 раза для тя-
желых и в 1,2—1,35 раза для легких защитных материалов.
Лишь в материалах, характеризующихся значительными кон-
центрациями ядер водорода (вода и др.), нейтронная составляю-
щая плотности мощности сравнима с составляющей от поглоще-
ния гамма-квантов.
Плотность мощности, выделяющейся при неупругом замед-
лении нейтронов:
Чп, in = к X I Фо ( Л Е ') Uk (Е Д Ein> kdE' , (8.34)
k
где Д Ein — средняя энергия ядра отдачи; uk — функция воз-
буждения Aj-го уровня.
Пробеги тяжелых заряженных частиц в веществах малы.
Энергия реакций с образованием таких частиц выделяется вбли-
зи места, где произошла реакция (п, р) или (п, а). Соответст-
вующая составляющая плотности мощности имеет вид
9ос,р( = I Фо ( Е) Ха , Р(Я) dE , <8*35)
где Е„ _ — энергия заряженных частиц, МэВ; п(Е) — сече-
1Л у if ) is
ние соответствующей реакции. Составляющая тепловыделения
от реакций с испусканием заряженных частиц наиболее сущест-
венна для борсодержащих материалов.
Тепло, выделяемое в различных элементах защиты, как
правило, отводится с помощью теплосъема потоком теплоноси-
162
теля. На границе защиты, контактирующей с теплоносителем,
имеет место конвективный теплообмен. В качестве теплоносите-
лей могут использоваться жидкости или газы. Распространение
тепла внутри элементов защиты осуществляется посредством
теплопроводности.
В предположении постоянства коэффициента теплопровод-
ности X материала защиты уравнение теплового баланса в ста-
ционарном режиме имеет вид
ХДТ(г>) = -д(г^), (8.36)
где Т( г») — температура среды в точке с координатой г*; Д —
оператор Лапласа.
Обычно каждый слой защиты охлаждается теплоносителем
с двух сторон (наружной и внутренней). Максимум функции
температуры располагается внутри слоя. Если пренебречь рас-
пространением тепла в продольном направлении, то для ци-
линдрического слоя максимум функции температуры будет ле-
жать на цилиндрической поверхности с радиусом, большим
внутреннего и меньшим наружного радиусов цилиндра. Для
слоя, имеющего форму прямоугольного параллелепипеда, мак-
симум реализуется на плоскости, расположенной внутри слоя.
Для однозначного решения уравнения (8.37) на границах с
теплоносителем задаются граничные условия конвективного теп-
лообмена (граничные условия третьего рода), которые в общем
случае имеют вид
ЭТ( Hz,) /
* а = а (Т( г»ю) - ГЛ, (8.37)
ап \ )
где п — нормаль к поверхности защиты в рассматриваемой
точке границы г* ; а — коэффициент теплоотдачи от поверх-
ности рассматриваемого слоя защиты к теплоносителю; Т( г* ) ,
Т? — температуры соответственно рассматриваемой точки по-
верхности и теплоносителя.
Уравнение (8.36) с граничными условиями (8.37) характери-
зует температурные поля в слоях защитных материалов. Мето-
ды решения подобных уравнений подробно рассмотрены в учеб-
никах по теплопередаче или монографиях по уравнениям мате-
матической физики [18—21].
8.5. Защита системы теплоносителя
Термин “система теплоносителя” объединяет собственно теп-
лоноситель, а также технические системы и элементы контура
его циркуляции (парогенераторы, насосы, трубопроводы, запо-
рно-регулирующая арматура и т. д.).
163
Активностью в системе теплоносителя в основном обладают
активированные нейтронами ядра теплоносителя и имеющихся
примесей, продукты коррозии металлов; продукты деления,
проникающие через негерметичные оболочки твэлов. Наиболее
точно определяется собственная активность теплоносителя.
Основными теплоносителями энергетических реакторов яв-
ляются обессоленная вода в реакторах на тепловых нейтронах
и жидкий натрий в реакторах на быстрых нейтронах. На рис. 8.3,
8.4 приведены упрощенные схемы водоохлаждаемых реакто-
ров двух типов [17] — двухконтурного во до-водяного реактора
типа ВВЭР-1000 и одноконтурного канального реактора большой
мощности РБМК-1000. В системе теплоносителя РБМК-1000 от-
сутствует парогенератор. Его функции выполняет реактор в
сочетании с сепаратором. Первый контур теплоносителя вклю-
чает также турбины. В реакторах ВВЭР на турбинах расши-
ряется нерадиоактивный пар второго контура. Основным
видом излучения первого контура является высокоэнергети-
ческое (Е ~ 6,2 МэВ) излучение радионуклида 16N, образуемо-
16
го из изотопа О в результате (п, р)-реакции. Ввиду малости
периода полураспада изотопа 16N (7,13 с) эта активность су-
щественна только при работе реактора. Удельная объемная
активность 16N в теплоносителе достигает 5,2 • 1012 Бк/м3. По
этому значению проектантами определяется толщина защиты
системы теплоносителя. В некоторых случаях для работающе-
го реактора учитывается концентрация в воде короткоживу-
щего (период полураспада 4,17 с) изотопа 17N, образующегося
из 17О вследствие (и, р)-реакции. Этот нуклид при распаде ис-
пускает нейтроны.
Во время останова реактора поле излучения в системе теп-
лоносителя определяется главным образом активированными
продуктами коррозии.
Из твэлов в теплоноситель могут также поступать коротко-
живущие продукты деления, распад которых сопровождается
выходом запаздывающих нейтронов. Как правило, защита от у-
излучения является достаточной и для нейтронного излучения
теплоносителя.
В системе теплоносителя имеются ответвления, проходя
через которые, часть теплоносителя подвергается внутриконтур-
ной очистке. Система фильтров внутриконтурной очистки прак-
тически не уменьшает излучение радионуклида leN, поэтому
при расчетах активности первый контур можно рассматривать
как неразветвленную замкнутую систему с неосаждающимися
на фильтрах примесями.
164
Рис. 8.3. Схема водо-водяного реактора ВВЭР-1000:
1 — съемная крышка корпуса; 2 — направляющие трубы для
органов и привода СУЗ; 3 — прижимной цилиндр;
4, 6 — патрубок выхода теплоносителя; 5 — распределительная
обечайка; 7 — прижимная плита; 8 — ограничивающий пояс;
9 — корпус реактора; 10 — кассеты с твэлами;
11 — корзина АЗ; 12 — тепловая защита корпуса; 13 — опорная
плита (для кассет); 14 — теплоизоляция; 15 — кольцевой бак с
водой или “сухая” тепловая защита; 16 — бетонная шахта;
17 — штанга привода органов СУЗ; 18 — кольцевой уплотняющий
и компенсирующий лист; 19 — облицовка помещения
165
Рис. 8.4. Схема уран-графитового реактора РБМКЮОО:
1 — стальные блоки; 2 — обычный бетон;
3 — железобарийсерпентинитовый цементный камень;
4 — серпентинит; 5 — песок; 6 — вода
Удельная массовая активность радионуклидов в теплоноси-
теле определяется выражением
1 - exp (- XT) exp (- Xt)
о L___________J
1 - exp (- Xt)
= —j
т
(8.38)
166
где X — постоянная распада; Т — время движения теплоноси-
теля в активной зоне реактора; т — период движения теплоно-
сителя в контуре циркуляции; t — время движения облучаемо-
го элемента теплоносителя от момента выхода из активной зоны
до точки, в которой производится замер активности; удельная
массовая активность теплоносителя при Т —> ©° , t ©о , t = О
ОО
An0 = Р I °ак(Я) dE > (8’39)
Е
где р — ядерная плотность; ty(E) dE — плотность потока ней-
тронов с энергией от Е до Е + dE в активной зоне реактора;
О» (JE) — микроскопическое сечение реакции активации.
Так как значения всех временных промежутков в формуле
(8.38) обычно меньше периода полураспада радионуклидов, об-
разующихся при активации теплоносителей, эту формулу
можно упростить:
Т
ехр(-М-. (8.40)
и L
Наконец, если Arc » 1 и Аги « 1, возможно дальнейшее упро-
щение:
Am = Am\ Т ехр (- Xt) . (8-41)
Активация теплоносителя обычно осуществляется тепловы-
ми нейтронами по схеме реакции (п, у) или быстрыми нейтро-
нами по схемам реакций (п, р), (п, 2п) и др.
Осредненная по спектру и времени плотность потока тепло-
вых нейтронов в активной зоне реактора определяется соотно-
шением
фт = 3,1 1013 , (8.42)
4V
где числовой коэффициент равен нормированному на единицу
времени и тепловую мощность (в киловаттах) числу делений тя-
желых ядер; Т| — доля тепловых нейтронов в активной зоне; N —
тепловая мощность реактора, кВт; — макроскопическое сече-
ние деления тепловыми нейтронами, 1/см; V — объем деляще-
з
гося материала, см .
При активации теплоносителя быстрыми нейтронами с энер-
гией, превышающей пороговое значение Еп , осредненная плот-
ность потока быстрых нейтронов составит
167
<рб = 3,1 ю13
dE ,
(8.43)
п
где V? — число быстрых нейтронов, испускаемых при делении
тяжелых ядер; ^гет(Е) — макроскопическое сечение выведения
быстрых нейтронов материалами активной зоны за пределы
энергетического порога реакции, 1/см; <р(Е) — спектр мгновен-
ных нейтронов деления, определяемый по эмпирическим зави-
симостям, нейтрон . для спектра деления урана-235 обычно
дел•МэВ
применяется формула [17]
ф(Е) = 0,77 <ЁГ ехр (- 0,776Я) . (8.44)
При расчетах активации теплоносителя часто используется
среднее сечение активации
J <f(E) dE
Ъ = -----------• (8.45)
| (р(£) dE
Е
п
Иногда используется среднее сечение активации, полученное
интегрированием по всему спектру нейтронов.
С использованием осредненных значений величина А при-
то
близительно рассчитывается по формуле
Ата = Р СТ«к Ф ’ (8.46)
Для реакторов на быстрых нейтронах с жидкометалличес-
ким натриевым теплоносителем активность контура определяет-
24
ся мощными у-излучателями: при работе — изотопом Na
(Ту = 15 час), при останове — изотопом 24Na (Ту2 = 2,6 года).
Удельная массовая активность 24Na в жидкометаллическом теп-
лоносителе является очень высокой — до 10 Бк/кг. Удельная
массовая активность 22Na примерно в миллион раз меньше, од-
нако в остановленном реакторе радиационная обстановка в
зонах обслуживания системы теплоносителя определяется имен-
но этим изотопом.
168
Другим важным источником активности системы теплоно-
сителя реакторов являются продукты коррозии и эрозии. Не-
смотря на то что в качестве конструкционных материалов ядер-
ных установок применяются коррозионно-стойкие стали, со-
вместное действие высокой температуры и интенсивного облу-
чения все же приводит к возникновению очагов коррозии. В
теплоноситель энергетических реакторов ежесуточно может
попадать до 100 граммов продуктов коррозии [17]. В боль-
шинстве случаев их активация осуществляется тепловыми
нейтронами по схеме реакции (п, 7). На железе, никеле и ко-
бальте активация осуществляется быстрыми нейтронами. Из
всех радионуклидов особого внимания заслуживает радиоак-
тивный кобальт-60 (период полураспада — 5,27 года, энергия
испускаемых у-квантов — 1,33 МэВ). Его присутствием в ос-
новном определяется радиационная обстановка при ремонтах
первого контура. Помимо продуктов коррозии в теплоноси-
тель попадают продукты трения некоторых конструкционных
материалов, находящихся в потоке рабочего тела. Эти продукты
также могут активироваться.
Процессы образования и переноса активированных продук-
тов коррозии достаточно сложны и зависят от типа реакторной
установки, . конструкции контуров теплоносителя, теплогазоди-
намических процессов, происходящих в тракте, состава приме-
няемых материалов и ряда других факторов. Задачи исследо-
вания процессов образования и переноса, а также получения
количественных характеристик активности продуктов корро-
зии обычно решаются с помощью построения специальных
физико-математических моделей соответствующих процессов.
Существуют также специально разработанные пакеты при-
кладных программ, адаптированные для использования в рас-
четах образования и переноса радиоактивных продуктов корро-
зии с целью прогнозирования радиационной обстановки вблизи
контуров систем теплоносителя различных реакторов.
Расчеты защиты от у-излучения системы теплоносителя осу-
ществляются с использованием тех же подходов, что и подхо-
ды, применяющиеся при расчетах защиты от фотонного излуче-
ния активной зоны реактора. Материалом для защиты системы
теплоносителя стационарных реакторов обычно является бетон
с плотностью 2,3 г/см3. Максимальная толщина защиты для во-
доохлаждаемых реакторов составляет 150 см.
169
Глава 9. РАДИАЦИОННАЯ БЕЗОПАСНОСТЬ
ПРИ КОСМИЧЕСКИХ ПОЛЕТАХ
9.1. Космические аппараты без ядерных
источников энергии
9.1.1. Особенности радиационной защиты,
космических летательных аппаратов
Условия космического полета характеризуются наличием
специфических источников радиационной опасности для здоро-
вья экипажей космических кораблей. Опасность представляют
космические высокоэнергетичные ионизирующие частицы. Все
космические летательные аппараты (КЛА) имеют ограничения
по массе. Одной из задач планирования пилотируемых экспеди-
ций является нахождение оптимального соотношения между
возможностями ракет-носителей и увеличивающимся уровнем
риска возможного ущерба здоровью космонавта из-за неизбеж-
ного повышения дозы облучения.
Проведенный в предыдущих главах анализ основных подхо-
дов к организации защиты наземных ядерных установок, а
также используемых защитных материалов свидетельствует о
невозможности использования этих подходов в космосе в неиз-
менном виде. Это объясняется непомерно большой массой на-
земной защиты, а также особенностями состава и радиобиологи-
ческого действия космических излучений. Если персонал назем-
ных ядерно-технических установок подвержен, главным обра-
зом, воздействию потоков нейтронов и фотонов, т. е электричес-
ки нейтральных частиц, то состав излучений, которые могут
воздействовать на экипажи КЛА, характеризуется большим
многообразием заряженных частиц (протоны, электроны, ядра
гелия, лития, бериллия и других элементов) и их широким
энергетическим спектром (от долей мегаэлектронвольта до
тысяч гигаэлектронвольт). Помимо этого потоки заряженных
частиц в космосе подвержены значительным пространственно-
временным колебаниям. В радиационных поясах Земли плот-
ности потока заряженных частиц могут изменяться в десятки
тысяч раз в зависимости от расстояния до Земли и сильно за-
висят от времени. Потоки солнечных космических лучей в зна-
чительной степени зависят от уровня солнечной активности. Из-
менения плотности потока заряженных частиц во внешнем про-
странстве могут привести к значительным изменениям мощнос-
ти поглощенной дозы в обитаемых отсеках КЛА.
В отличие от наземных ядерно-технических установок, в ко-
торых в большинстве случаев источник излучения окружен за-
170
щитой, защитная оболочка в космосе окружает экипаж. Таким
образом, полностью исключается возможность использования
принципа защиты расстоянием (удаление персонала на до-
статочное расстояние от источника излучения). Достаточно
сложной и не всегда осуществимой является организация ис-
пользования принципа защиты временем. В условиях космичес-
кого полета защиту временем можно организовать лишь пере-
мещением членов экипажа в отсеки, характеризующиеся боль-
шей эффективностью ослабления излучения при преодолении
аппаратом опасных с точки зрения радиационного воздействия
участков траектории.
Протоны, ядра гелия невысокой энергии, а также легкие,
средние и тяжелые ядра галактических космических лучей, воз-
действующих на экипажи КЛА, характеризуются значительны-
ми потерями энергии в биологической ткани. Поэтому при оди-
наковых поглощенных дозах биологическое действие космичес-
кого излучения отличается от действия излучения наземных
ядерно-технических установок. Учитывая наличие пространст-
венно-временной зависимости состава и спектра энергий кос-
мического излучения, можно предположить существование за-
висимости от этих факторов и средневзвешенных коэффициен-
тов, позволяющих определить эквивалентные дозы. Так, в
ближнем околоземном космическом пространстве средневзве-
шенные коэффициенты принимают меньшее значение по сравне-
нию с соответствующими показателями за пределами магнито-
сферы Земли.
Обстоятельством, значительно затрудняющим проектирова-
ние радиационной защиты КЛА, является необходимость учета
вероятности превышения заданной в техническом задании дозы
облучения экипажа. Необходимость такого учета обусловлена
невозможностью точного прогноза солнечной активности на дли-
тельный промежуток времени и неизбежностью в этой связи
применения статистических методов для оценок риска превыше-
ния допустимой дозы.
Наконец, из-за ограничения массогабаритных характеристик
радиационная защита любого космического аппарата не может
обеспечить снижения дозовых нагрузок на членов экипажа до
уровня, принятого в качестве норм облучения персонала назем-
ных ядерно-технических установок. Поэтому требуется проведе-
ние тщательных исследований риска возникновения возможных
радиационных повреждений в организме космонавтов в сопо-
ставлении с возможными преимуществами, а также научной
или экономической эффективностью осуществления той или
иной экспедиции.
171
9.1.2. Стандарты радиационной безопасности экипажей
космических аппаратов в космических полетах
Определение отличительных особенностей радиационной за-
щиты КЛА по сравнению с защитой наземных источников из-
лучений требует проведения всесторонних исследований возмож-
ности уменьшения ее массы при гарантированном непревыше-
нии риска нежелательных биологических последствий воздейст-
вия прошедшего защиту излучения на организм человека. Для
решения этой задачи создан комплекс инженерно-технических и
медицинских методов, средств и мероприятий, рекомендуемых
на всех этапах проектирования и сооружения космического ап-
парата, во время проведения и после завершения полета, на-
правленных на обеспечение радиационной безопасности экипа-
жа. В соответствии с ГОСТ 25645.201-83 “Безопасность радиа-
ционная экипажа космического аппарата в космическом полете.
Термины и определения” [22] указанный комплекс называется
“Система обеспечения радиационной безопасности экипажа кос-
мического аппарата”. Основная группа стандартов радиационной
безопасности экипажей КЛА принята в 1983—1985 годах. Опре-
деления некоторых терминов, принятые в этих стандартах, не-
значительно отличаются от введенных в предыдущих главах оп-
ределений, применяемых в радиационной безопасности, и учи-
тывают специфические особенности проводимого рассмотрения.
Значения основных нормируемых параметров (табл. 9.1) для по-
летов различной длительности регламентирует ГОСТ 25645.215-
85 “Безопасность радиационная экипажа космического аппарата
в космическом полете. Нормы безопасности при продолжитель-
ности полетов до трех лет” [23]. Определения основных терми-
нов приводятся в [22, 23].
Определения основных нормируемых величин следующие:
— нормативный уровень радиационного риска — значение
радиационного риска экипажа, используемое в качестве критерия
радиационной безопасности экипажа КЛА в космическом полете;
— равноценная эквивалентная доза излучения — среднетка-
невая эквивалентная доза при равномерном радиационном воз-
действии, вызывающая тот же радиобиологический эффект, как
и среднетканевая эквивалентная доза при неравномерном радиа-
ционном воздействии;
— часовая контрольная равноценная доза — значение часо-
вой равноценной дозы, которое при условии его постоянства в
течение полета обусловливало бы радиационный риск экипажа
космического аппарата, равный нормативному уровню для этого
полета.
172
Таблица 9.1
Значения нормируемых величин для полетов различной длительности
Цлитель ность полета Т, мес. Нормируемые величины
Нормативный уровень радиационного риска, ДК₽ад ,10 4 Предельно допустимая равноценная доза G , сЗв Л Часовая контрольная равноценная доза AGH , мкЗв
1 0,6 10,5 146
3 1,8 21,5 100
6 3,6 37,0 85
12 7,2 66,5 76
18 10,8 93,5 71
24 14,4 118,5 68
30 18 140,5 65
36 21,5 162,5 62
Нормативный уровень радиационного риска для космическо-
го полета в условиях вероятностного радиационного воздействия
вычисляется по формуле [23]
ДЯ*ад = 0,6 10"4Т, (9.1)
где Т — длительность полета в месяцах.
Радиационное воздействие при отсутствии вероятностных
источников радиационной опасности ограничивается предельно
допустимой равноценной дозой в зивертах, определяемой с ис-
пользованием соотношения
GH(T) = 0,05 + 4 1 - ехр
72
(9.2)
Значения контрольной среднечасовой равноценной дозы,
предназначенные для оценки радиационной ситуации при осу-
ществлении дозиметрического контроля в космическом полете,
находятся как
173
G (Т)
AGH W = ~тшг • (9-3)
Формулы (9.1)—(9.3) представлены в [23].
Предельно допустимая равноценная доза за период профес-
сиональной деятельности космонавта не должна превышать 4 Зв,
а равноценная доза однократного воздействия в период косми-
ческого полета — 0,5 Зв. Значение равноценной дозы за период
подготовки, отбора и медицинских обследований космонавтов
определяется с использованием “Карты учета индивидуальных
доз облучения космонавта в период его профессиональной дея-
тельности”. Карта составляется на основе требований руководя-
щего нормативного документа РД 50-25645.209-85 “Безопас-
ность радиационная экипажа космического аппарата в косми-
ческом полете. Методические указания. Методика учета индиви-
дуальных доз космонавтов в период их профессиональной дея-
тельности” [24].
В 1999 году введен в действие Государственный стандарт
Российской Федерации ГОСТ Р 25645.226-99 “Безопасность ра-
диационная экипажа космического аппарата в космическом по-
лете. Проверка эффективности защиты экипажа. Общие требо-
вания” [25]. Стандарт устанавливает содержание и объем рас-
четно-экспериментальной проверки эффективности радиацион-
ной защиты экипажей пилотируемых космических аппаратов
(космических кораблей, планетных станций, планетоходов) на
всех этапах проектирования, наземных и летных испытаний.
Нормативные значения радиационного риска, принятые для
экипажей космических аппаратов, соответствуют достаточно
жестким требованиям обеспечения радиационной безопасности.
Так, фактический риск смерти в космосе от нетрадиационных
факторов или воздействий примерно в 1000 раз больше, нежели
от радиационных поражений.
Понятия “радиационный риск экипажа космического аппа-
рата” и “радиационный риск космического полета” различают-
ся. В первом случае подразумевается риск, связанный с радиа-
ционным воздействием на экипаж КЛА, во втором — совмест-
ное влияние этого риска и риска, обусловленного радиацион-
ным воздействием на системы аппарата в полете. Отказы систем
из-за радиационного воздействия увеличивают уровень риска
полета в целом.
9.1.3. Модели радиационной обстановки
в космическом пространстве
Основными источниками радиации в космосе являются ра-
диационный пояс земли (РПЗ), а также солнечные и галакти-
174
ческие космические лучи. Радиационный пояс состоит из про-
тонов и электронов, движущихся в геомагнитном поле Земли.
Траектории протонов располагаются на расстояниях от не-
скольких сотен до нескольких тысяч километров от поверх-
ности нашей планеты, траектории электронов — на расстояни-
ях от нескольких тысяч до нескольких десятков тысяч кило-
метров. Часто протонный и электронный пояса рассматрива-
ются отдельно.
Энергия протонов может достигать нескольких сотен мегаэ-
лектронвольт. В центральной зоне протонного пояса мощность
дозы может достигать нескольких зивертов в сутки [17] при ис-
пользовании защиты толщиной 1 г/см . Такие дозы обусловли-
вают высокий уровень риска для космонавтов.
Исключительно высокой является радиационная опасность в
электронном поясе, где имеются две зоны максимальной интен-
сивности частиц, характеризующихся мощностью дозы в сотни
и тысячи зивертов в сутки.
Оценки радиационной опасности солнечных космических
лучей (СКЛ) производятся на основании данных об их составе,
энергетическом спектре, распределении вероятности превыше-
ния номинальной интенсивности и некоторых других. ГОСТ
25645.134-86 “Лучи космические солнечные. Модель потоков
протонов” [26] устанавливает модель потоков протонов СКЛ с
энергией, превышающей 10 МэВ в межпланетном пространстве
вне магнитосферы Земли вблизи плоскости эклиптики на рас-
стоянии одной астрономической единицы от Солнца в различ-
ные периоды его активности. Стандарт предназначен для ис-
пользования в расчетах радиационного воздействия потоков
СКЛ на технические устройства, биологические и другие объ-
екты, находящиеся в космическом пространстве вне магнито-
сферы Земли.
Галактические космические лучи (ГКЛ) состоят из заряжен-
ных частиц, обладающих высокой проникающей способностью.
Проектирование защиты от таких частиц сопряжено со значитель-
ными трудностями. В соответствии с ГОСТ 25645.104-84 “Лучи
космические. Термины и определения” [27] составляющими
ГКЛ являются: протоны, ядра гелия, легкие (3 < Z < 5), средние
(6 < Z < 9), тяжелые (10 < Z < 19), очень тяжелые (20 < Z < 29) и
самые тяжелые ядра (Z > 30). Стандарты ГОСТ 25645.122-85,
ГОСТ 25645.123-85, ГОСТ 25645.124-85, ГОСТ 25645.125-85
“Лучи космические. Энергетические спектры.” [28] устанавливают
параметры и зависимости, характеризующие энергетические
спектры групп ядер, входящих в состав ГКЛ для околоземного
пространства вне магнитосферы Земли и периодов максималь-
175
ной и минимальной солнечной активности. При энергии частиц
ГКЛ, не превышающей 104 МэВ/нуклон, энергетические спектры
различаются не только в минимумах и максимумах солнечной ак-
тивности, но и в минимумах четных и нечетных циклов. На орбите
Земли вне ее магнитосферы угловое распределение потоков частиц
ГКЛ принимается изотропным. Доза ГКЛ в этих условиях достига-
ет приблизительно 1,3 Зв/год в период минимума солнечной актив-
ности и приблизительно в два раза меньше в период ее максимума.
9.1.4. Расчет дозы космических излучений в модели
тела человека, находящейся за защитой
Стандартную модель тела человека в виде антропоморфного
тканеэквивалентного гомогенного фантома устанавливает ГОСТ
25645.203-83 “Безопасность радиационная экипажа космическо-
го аппарата в космическом полете. Модель тела человека для
расчета тканевой дозы” [29]. В стандарте установлены форма,
основные размеры модели тела человека, а также координаты
представительных точек для , расчетов пространственного распре-
деления полей ионизирующих излучений в теле члена экипажа
КЛА, проводимых с целью оценки эффективности радиационной
защиты. Стандартом допускается использование упрощенных
(цилиндрической и шаровой) моделей антропоморфного фанто-
ма. Представительными точками называются точки, располо-
женные внутри антропоморфного фантома или его упрощенных
моделей и характеризующие положение органов тела человека,
радиационное поражение которых имеет значение при обеспече-
нии радиационной безопасности космических полетов. К таким
органам и системам организма человека относятся: центральная
нервная система, кроветворная система, желудочно-кишечный
тракт, хрусталик глаза и кожа.
Методику расчета экранированности точек внутри фантома
за защитой регламентирует ГОСТ 25645.204-83 “Безопасность
радиационная экипажа космического аппарата в космическом
полете. Методика расчета экранированности точек внутри фан-
тома” [30]. Под защитой в стандарте понимаются конструкция,
оборудование и специальное снаряжение космического аппарата,
защищающие космонавтов от излучения.
Методика расчета поглощенной и эквивалентной доз облуче-
ния от протонов космических лучей с энергией 30—1000 МэВ
в произвольной точке тканеэквивалентного фантома за защитой
толщиной 1—15 г/см2 представлена в руководящем норматив-
ном документе РД 50-25645.206-85 “Безопасность радиационная
экипажа космического аппарата в космическом полете. Методи-
ческие указания. Методика расчета ионизированных потерь и
176
пробегов тяжелых заряженных частиц” [31]. В основу расчетов
положена теория непрерывного замедления протонов в вещест-
ве. В качестве исходных данных использованы флюенсы и энер-
гетические спектры протонов, изотропно падающих на объект
из однородного вещества, определяемые по стандартизованным
моделям (см. 9.1.3).
Руководящий нормативный документ РД 50-25645.207-85
“Безопасность радиационная экипажа космического аппарата в
космическом полете. Методические указания. Методика расчета
поглощенной и эквивалентной дозы от многозарядных ионов
космических лучей” [32] регламентирует расчет поглощенной и
эквивалентной доз от многозарядных ионов космических лучей.
При расчетах прохождения нуклонов высоких энергий через за-
щиту КЛА необходимо принимать во внимание реальное про-
странственное распределение вещества и его состав. Поэтому в
руководящем документе РД 50-25645.210-85 “Безопасность ра-
диационная экипажа космического аппарата в космическом по-
лете. Методические указания. Методика расчета энергетической
плотности потоков протонов и нейтронов в космическом аппара-
те” [33] установлены алгоритмы расчета энергетической плот-
ности потоков первичных протонов, а также вторичных нукло-
нов (протонов и нейтронов) с энергией от 1 до 1000 МэВ внутри
космического аппарата с учетом пространственного распределе-
ния вещества. Расчеты поглощенной и эквивалентной доз про-
тонов и многозарядных ионов в фантоме за защитой основаны
на использовании теории ионизационных потерь энергии тяже-
лых заряженных частиц, а также характеристик их ядерных
взаимодействий в веществе. Эти данные объединены в руково-
дящем нормативном документе РД 50-25645.206-85 [31] и в
стандартах ГОСТ 25645.211-85 “Безопасность радиационная эки-
пажа космического аппарата в космическом полете. Характерис-
тики ядерного взаимодействия протонов” [34] и ГОСТ
25645.212-85 “Безопасность радиационная экипажа космическо-
го аппарата в космическом полете. Характеристики ядерных
взаимодействий многозарядных ионов” [35].
Для проверки достоверности результатов расчетных исследо-
ваний эффективности радиационной защиты космического лета-
тельного аппарата необходимо их экспериментальное подтверж-
дение. Для этого предусмотрено определение функции экрани-
рованности элементов технических устройств и членов экипажа,
находящихся внутри КЛА. Соответствующие проверки прово-
дятся с использованием метода гамма-сканирования. Соответст-
вующая методика представлена в руководящем документе РД
50-645.309-85 “Методические указания. Типовая методика экс-
периментального определения функции экранированности эле-
177
ментов и технических устройств от ионизирующих излучений
внутри космического аппарата” [36].
9.1.5. Дозиметрический контроль при
космических полетах
Последовательность действий, направленных на обеспечение
радиационной безопасности экипажа космического аппарата, оп-
ределяется характеристиками полей ионизирующих излучений.
Категории радиационной ситуации, возникающей на борту
КЛА, устанавливает ГОСТ 25645.202-83 “Безопасность радиаци-
онная экипажа космического аппарата в космическом полете.
Требования к бортовому и индивидуальному дозиметрическому
контролю” [37]. Радиационная ситуация характеризуется уров-
нем радиационного риска и часовым значением равноценной
дозы. Двумерные границы (см. табл. 9.2) категорий радиацион-
ной ситуации определяются отношением часовой равноценной
дозы к контрольной равноценной дозе и отношением радиаци-
онного риска к его нормативному уровню для полета заданной
продолжительности.
Таблица 9.2
Категории радиационных ситуаций при космических полетах
। Категория Отношение g часовой равноценной дозы к ее контрольному значению при различных отношениях г радиационного риска к его нормативному уровню
0 < г < 0,1 0,1 < r< 1 1 < r < 10 10 < r< 100 r> 100
Безопасная 0 <g< 1 0 <g<> 0,1 — — —
Штатная 1 < g< 10 0,1 <g< 1 0 < g< 0,1 — —
Нештатная 10 < g< 100 1 <g< 10 0,1 < g < 1 0 < g < 0,1 —
Опасная 100< g< 1000 10 < g< 100 1 < g< 10 0,1 < g < 1 0 < g < 0Д
Аварийная g> 1000 g> 100 g> io g> 1 £>0,1
Основными задачами дозиметрического контроля являются
оценка категории радиационной ситуации и определение дозы
излучения, полученной каждым членом экипажа за время поле-
178
та. Дозиметрический контроль состоит из индивидуального и
бортового. В результате индивидуального дозиметрического кон-
троля измеряется поглощенная или эквивалентная доза облуче-
ния на поверхности тела космонавтов. При ухудшении радиаци-
онной обстановки до нештатной или аварийной дополнительно
измеряется часовая поглощенная или эквивалентная доза. В ре-
зультате бортового дозиметрического контроля определяется ка-
тегория радиационной ситуации, т. е. измеряется часовая рав-
ноценная доза и оценивается радиационный риск с учетом про-
странственного распределения эквивалентной дозы и временного
режима радиационного воздействия.
9.1.6. Оперативное обеспечение радиационной безопасности
при орбитальных космических полетах
Интенсивность радиационного воздействия на экипажи КЛА
зависит от следующих основных факторов:
— положения орбиты, определяющего степень геомагнитной
экранировки солнечных космических лучей;
— высоты апогея орбиты, определяющей вклад излучений
радиационных поясов Земли в общую дозу излучений;
— периода цикла солнечной активности, определяющего
частоту и мощность протонных солнечных вспышек и характе-
ристики геомагнитных возмущений;
— программы, полета (особенно тщательно должны планиро-
ваться работы, выполняющиеся вне обитаемых отсеков КЛА);
— защитных характеристик обитаемых отсеков и спускае-
мого аппарата;
— дополнительного облучения от источников ионизирующе-
го излучения, если такие присутствуют на борту.
Значимость каждого из этих факторов определяется особен-
ностями полета. Так, положение радиационных поясов зависит
от параметров геомагнитного поля. За исключением полярных
районов и зоны Бразильской аномалии, высота расположения
радиационных поясов превышает 300 км над поверхностью
Земли. Поэтому при полетах с меньшим апогеем при наклоне-
ниях орбиты, не превышающих 50°, вклад РПЗ в общую дозу
облучения экипажа незначителен.
Низкоэнергетические космические излучения, заполняющие
все околоземное космическое пространство, эффективно экрани-
руются защитными материалами малой толщины. Влияние этих
излучений незначительно даже при выходе человека в откры-
тый космос в скафандре, толщина которого приблизительно эк-
вивалентна 0,5 г/см2 массовой толщины алюминия.
179
Вклад ГКЛ в общую дозу облучения экипажа в значитель-
ной степени регулируется геомагнитным полем. Этот вклад ми-
нимален на экваториальных орбитах. Помимо этого поток ГКЛ
модулируется межпланетным магнитным полем. При минимуме
солнечной активности этот поток максимален, и наоборот. Воз-
действие ГКЛ характеризуется очень высокими значениями
плотности ионизации вдоль треков в ткани и относится к хро-
ническому облучению. Радиационный эффект от ГКЛ оказыва-
ется существенным при длительных орбитальных перелетах
(более одного года).
Таким образом, радиационные поля на трассах полета КЛА
определяются ГКЛ, РПЗ и СКЛ. Плотность потока частиц суще-
ственно уменьшается на экваторе и возрастает на высокоширот-
ных участках орбиты, где наибольший вклад в облучение вно-
сят электроны внешнего РПЗ. В зоне Бразильской аномалии
значительный вклад в дозу облучения обусловлен протонами
внутреннего РПЗ.
В нашей стране функционирует Служба радиационной без-
опасности экипажей пилотируемых КЛА. Ее основными задача-
ми являются:
— оценка условий обеспечения радиационной безопасности
экипажа подготавливаемого к старту КЛА с учетом реальной
радиационной обстановки на период полета;
— контроль и прогноз уровней радиационного воздействия
на космонавтов;
— разработка рекомендаций по уменьшению уровней облу-
чения и соблюдению норм радиационной безопасности в услови-
ях изменяющейся радиационной обстановки.
Средства обеспечения радиационной безопасности космичес-
ких полетов подразделяются на наземные и бортовые.
Наземные средства включают в себя измерительный ком-
плекс (патрульный измерительный комплекс, наземный наблю-
дательный комплекс, вычислительный центр) и другие назем-
ные службы.
Бортовые средства включают в себя радиационную защиту
(радиационное убежище, дополнительную защиту обитаемых от-
секов, фармакохимическую и локальную защиты) и бортовой
информационно-измерительный комплекс (бортовую дозиметри-
ческую систему, индивидуальный дозиметрический контроль,
средства прогнозирования и оповещения).
На этапе подготовки космического полета разрабатывается и
выдается заключение, в котором обосновываются показатели и
критерии радиационной безопасности, осуществляется прогнози-
рование возможных уровней облучения экипажа, а также при-
водятся результаты экспертизы наземных и бортовых средств,
180
участвующих в обеспечении норм радиационной безопасности
при полете.
Во время полета осуществляются контроль и прогноз радиа-
ционной обстановки, уровней облучения экипажа, состояния
здоровья космонавтов, а также качества работы дозиметричес-
кой аппаратуры и обрабатывающих ее показания технических
средств.
9.2. Космические аппараты с ядерными
источниками энергии
9.2.1. Компоновки радиационной защиты, КЛА
с ядерными источниками энергии
Наличие на борту КЛА ядерной энергетической установки
обусловливает появление ряда дополнительных требований по
обеспечению радиационной безопасности космического полета,
связанных с необходимостью снижения до допустимого уровня
воздействия ионизирующих излучений на организм членов эки-
пажа при осуществлении пилотируемого полета или на системы
корабля при его беспилотной эксплуатации. Наибольшие труд-
ности, как и в случае эксплуатации наземных ядерно-техничес-
ких установок, обусловливает снижение потоков нейтронов и
гамма- квантов. Так как космическая среда практически не рас-
сеивает нейтроны и у-излучение, для беспилотных аппаратов,
как правило, используется теневая защита. Такая защита обес-
печивает создание зоны с пониженным уровнем излучений в ог-
раниченном объеме пространства. Схема теневой радиационной
защиты беспилотного аппарата с ядерным реактором на борту
изображена на рис. 9.1 [38]. В качестве материала нейтронной
защиты обычно применяется гидрид лития. В некоторых случа-
ях слои нейтронной защиты, расположенные в непосредствен-
ной близости от реактора, изготавливаются из карбида бора или
с?меси карбида бора с алюминием (бораль). Особенностью гидри-
да лития является его нестабильность в условиях повышенных
температур: при достижении 960К происходит плавление, со-
провождаемое частичной диссоциацией на водород и литий. Для
предотвращения утечки водорода гидрид лития заключается в
герметичную оболочку, наддуваемую инертным газом. Для
предотвращения утечки водорода из блока защиты крупные
блоки могут секционироваться на несколько последовательно
расположенных герметичных отсеков. Оболочка нейтронной за-
щиты выполняет также силовые функции — воспринимает уси-
лия со стороны ядерного реактора и передает их на силовые
элементы, связывающие оболочку с космическим аппаратом.
181
Для этого оболочка снабжается соответствующими узлами креп-
ления. В некоторых случаях силовая связь между реактором и
рамой ядерной энергетической установки достигается посредст-
вом использования конической проставки (рис. 9.1), введенной
в полость защиты и приваренной к оболочке.
Рис. 9.1. Схема теневой радиационной защиты, беспилотного
аппарата с ядерным реактором на борту:
1 — ядерный реактор; 2 — защита от у-излучений;
3—оболочка; 4 — проставки; 5 — нейтронная защита;
6 — узел крепления; 7 — трубопровод
Для того чтобы не нарушать пространственно-энергетическое
распределение ионизирующих излучений за блоком защиты,
сквозные каналы в нем обычно отсутствуют. Если избежать ис-
пользования каналов невозможно, направление их осей выбира-
ется так, чтобы прошедшие излучения не попадали на поверх-
ность космического аппарата.
При проектировании защиты сначала рассчитывается тол-
щина ее слоя, необходимая для ослабления до заданного уровня
потока нейтронов. Далее проверяется эффективность ослабле-
ния у-квантов. В случае превышения допустимого уровня к
нейтронной защите добавляются слои из тяжелых элементов.
Однако, как уже отмечалось ранее, использование тяжелых
материалов в данном случае сильно ограничено жесткими тре-
бованиями к массе.
В материалах блока защиты при работе ядерной энергети-
ческой установки может выделяться значительное количество
тепла. Помимо этого блок может воспринимать дополнительные
тепловые потоки за счет излучений реактора и излучателя энер-
гоустановки. Для предотвращения значительного повышения
температуры гидрида лития предусматривается охлаждение за-
щиты. При относительно небольших характерных размерах бло-
ков защиты охлаждение осуществляется посредством излучения
в открытый космос с наружной поверхности оболочки. Для ин-
182
тенсификации теплоотвода используется оребрение наружной
поверхности или нанесение на нее специальных покрытий. Для
уменьшения эффекта переоблучения от реактора или излучате-
ля энергоустановки наружные поверхности днищ блока защиты
могут снабжаться экранно-вакуумной тепловой изоляцией. При
больших характерных размерах защиты может понадобиться ее
принудительное охлаждение с использованием специального
контура теплоносителя и дополнительного низкотемпературного
излучателя.
Толщина слоев защиты пилотируемых космических аппара-
тов значительно больше, нежели беспилотных. Для таких аппа-
ратов лучшими характеристиками обладает комбинация круго-
вой и теневой защиты (рис. 9.2). Такая защита дополнительно
обеспечивает радиационную безопасность в моменты выходов
членов экипажа в открытый космос, а также при стыковках с
другими космическими кораблями. При наличии в составе
ядерной энергетической установки контуров с активированным
в реакторе теплоносителем необходим дополнительный блок за-
щиты для экранирования обитаемых отсеков от вторичных из-
лучений из этого контура.
Рис. 9.2. Комбинация круговой и теневой защиты:
1 — круговая защита реактора; 2,6 — защита от у-излучения;
3, 7 — нейтронная защита; 4 — трубопровод; 5 — проставка;
8 — телескопическая штанга
Соблюдение мер по обеспечению радиационной безопасности
членов экипажа КЛА с ядерными энергетическими установками
приводит к значительному утяжелению радиационной защиты.
В качестве способа частичного облегчения защиты рассматрива-
ются варианты дистанцирования энергоустановки от КЛА, на-
пример посредством использования раздвижных ферм. Компо-
новка такого аппарата изображена на рис. 9.3. С увеличением
расстояния между ядерной энергоустановкой и обитаемым отсе-
ком уменьшаются требуемая толщина защитных экранов и их
поперечные размеры. Вместе с тем возможности дистанцирова-
183
8
Рис. 9.3. Компоновка КЛА с ядерной энергетической установкой:
1 — холодильник-излучатель; 2 — ядерный реактор;
3 — радиационная защита; 4 — раздвижная форма;
5 — панель с электроракетными двигателями;
6 — бак с рабочим телом двигателей;
7 — регулятор мощности; 8 — космический аппарат
ния ограничены. В общем случае необходимо решение ком-
плексной задачи оптимизации, учитывающей ослабление влия-
ния ионизирующих излучений при меньших массах защиты, с
одной стороны, и увеличение массы дистанцирующих устройств
и инженерных систем вместе с трудностями их раздвижения —
с другой.
9.2.2. Особенности обеспечения радиационной
безопасности при эксплуатации ядерных
космических энергетических установок
Обеспечить безопасность функционирования космических
энергоустановок с ядерным реактором принципиально сложнее,
поскольку они в отличие от наземных и судовых ядерных энер-
гетических установок не имеют специальной аварийной защи-
ты, обеспечивающей практически мгновенное гашение реакции
деления. В космических системах функции аварийной защиты
выполняют регулирующие органы, которые в аварийных ситуа-
циях должны как можно быстрее переместиться в одно из край-
них положений, определяющих условия глубокой подкритичнос-
ти реактора. В условиях микрогравитации время такого переме-
щения может оказаться недостаточно малым для того, чтобы
предотвратить аварийный “разгон” реактора.
Анализ аварийных ситуаций на атомных электростанциях,
опыт эксплуатации наземных и судовых ядерных энергетичес-
ких установок позволяют сформулировать следующие требова-
ния к соблюдению ядерной и радиационной безопасности при
эксплуатации космических ядерных энергоустановок.
184
1. Обеспечение надежности системы аварийной защиты как
совокупности регулирующих органов, вводимых в действие за
минимальное время и с максимальной надежностью.
2. Обеспечение требуемой скорости введения отрицательной
реактивности.
3. Обеспечение максимальной эффективности использования
различных конструктивных элементов реактора с целью ис-
ключения возможности возникновения условий критичности в
активной зоне при полностью задействованных органах регули-
рования.
Надежность функционирования системы управления и за-
щиты характеризуется многими факторами и параметрами, оп-
ределение оптимального сочетания которых представляет доста-
точно сложную комбинаторно-статистическую задачу. Так, с
одной стороны, увеличение числа каналов контроля и контро-
лируемых параметров повышает эффективность и своевремен-
ность вмешательства. С другой стороны, это увеличение может
при определенных условиях привести к снижению надежности
и усложнению системы. Далее рассматривается подход, позво-
ляющий оценить требуемое время Тс срабатывания системы уп-
равления и защиты при заданном числе пк каналов контроля за
происходящими в реакторе ядерными процессами.
Для определения требуемого времени срабатывания системы
управления и защиты рассматривается уравнение кинетики ре-
актора в виде [38]
dN л — R _
----- = ££ N„ + У С. , (9.4)
dx -7 п 1 1
1 i
где N — плотность потока нейтронов; Т — время; I — среднее
время жизни нейтронов одного поколения; р — реактивность
реактора; |3 — доля запаздывающих нейтронов; X- — постоянная
распада i-ro осколка, претерпевающего распад с образованием за-
паздывающих нейтронов; С- — относительная доля i-ro осколка.
Решение уравнения (9.4) может быть получено в виде
(9.5)
В — р
где т = £— некоторый установившийся период реактора.
у Tip
Пренебрегая вторым членом в скобках выражения (9.5) ввиду
его малости, можно получить следующую формулу для опреде-
185
ления времени изменения плотности потока нейтронов от на-
чального значения NnQ до текущего значения :
„ g-p, W„(₽-P)
Т = л ~ In -—---- .
*Р ^„0 ₽
(9.6)
Значение т , определяемое уравнением (9.6), можно в пер-
вом приближении рассматривать как требуемое время срабаты-
вания системы управления и защиты в заданном диапазоне из-
менения суммарной плотности потока нейтронов. Если принять
[3 = 0,0075; А = 0,1 с \ Nn0 = 107 см 3; Nfl = 104 см 3, требуемое
время срабатывания составит
0,0075 - р
ОДр
In 10“ 3
Р
7-sJ
(9.7)
При р = 0,05 это время составит около 40 секунд и его обес-
печение не вызовет принципиальных затруднений.
Скорость введения отрицательной реактивности определяет-
ся исходя из необходимости выполнения требования
р < ₽ . (9.8)
Отсюда следует требование к органам регулирования, харак-
теризующееся параметром
В = =----Р _
Н — Н
* надкр кр
(9-9)
где Ннадкр и Нкр — соответственно среднее надкритическое и
среднее критическое положение органов регулирования данного
реактора.
Оценкой критерия эффективности использования конструк-
тивных элементов реактора может являться условие
ЯКр>Ятах, (9.10)
где Ктах — максимально возможное для данного реактора не-
контролируемое перемещение органов регулирования.
Неконтролируемый ввод органов регулирования в активную
зону может реализоваться при каких-либо нештатных ситуаци-
ях в процессе транспортировки или перегрузки, а также на ста-
дии подготовки ядерной энергетической установки к запуску.
Физическая сущность обеспечения условия (9.10) заключается в
искусственном сдвиге критического положения органов регули-
рования за пределы максимально возможного хода стержней
или барабанов. Вариантами выполнения этого условия является,
186
например, замена в процессе транспортировки и перегрузки
штатных бериллиевых отражателей на имитаторы, выполнен-
ные из слабо отражающих нейтроны материалов (алюминий,
сталь), или изготовление регулирующих стержней в виде, кон-
структивно повторяющем поворотные барабаны с поглощающей
вставкой. В последнем случае при непредусмотренном вводе
стержней в активную зону поглощающая вставка окажется внут-
ри отражателя, обеспечив подкритическое состояние реактора.
Особой тщательности требует проведение операций по подго-
товке и проверке системы автоматического управления (САУ)
реактором ядерной космической энергетической установки. Как
правило, эта система объединяет подсистемы автоматического
пуска и регулирования реактора, аварийной защиты, а также
согласования работы преобразователей энергии.
Подсистема автоматического пуска предназначена для авто-
номного вывода реактора на минимальный контролируемый
уровень мощности (физический пуск) и последующего его пере-
вода в космосе на номинальный режим (энергетический пуск
реактора). Целью физического пуска является проведение прове-
рок правильности загрузки активной зоны, критического положе-
ния и эффективности органов регулирования, нейтронно-физичес-
ких характеристик реактора, а также определение температурных
коэффициёнтов реактивности. Энергетический пуск реактора осу-
ществляется по разработанной временной программе.
Подсистема регулирования реактора предназначена для под-
держания определенного уровня тепловой мощности, перевода
реактора с одного режима на другой с заданной скоростью, а
также останова по завершении кампании.
Назначение подсистемы аварийной защиты — своевремен-
ный останов реактора в случае возникновения нештатных или
аварийных ситуаций как в условиях космического полета, так
и на Земле. Система должна обеспечивать перевод реактора в
подкритическое состояние при достижении хотя бы одним из ее
регулирующих органов крайнего положения.
Подсистема согласования работы преобразователей энергии
предназначена для обеспечения совместной работы ядерной
энергетической установки и устройства для преобразования теп-
ловой энергии в электрическую.
Таким образом, система автоматического управления долж-
на обеспечивать устойчивое функционирование ядерной энерге-
тической установки, т. е. поддерживать тепловую мощность в
пределах допустимого диапазона и минимизировать роль воз-
можных колебательных процессов в реакторе и в системе регу-
лирования.
187
Подготовка и проверка функционирования системы автома-
тического управления являются одними из наиболее трудоем-
ких и ответственных операций, состоящими из:
1) проверки системы охлаждения реактора и ее исполни-
тельных элементов;
2) контроля надежности переключения системы автомати-
ческого управления на резервные источники питания;
3) отдельного контроля каждой подсистемы САУ, включая
проверки всех исполнительных механизмов и цепей управления.
Для электромеханических приводов п. 3 заключается в про-
ведении электрических проверок двигателей (сопротивление
изоляции, целостность цепей и др.). В ходе проверок обязатель-
но контролируются скорость перемещения регулирующих орга-
нов, их крайние положения и соответствие этим положениям
состояния концевых выключателей. Проверки цепей управления
подразумевают контроль за прохождением всех сигналов. В пер-
вую очередь проверяются цепи управления аварийной защитой
путем поочередного искусственного изменения каждого парамет-
ра с выходом за допустимые пределы. Оцениваются прохожде-
ние предупредительных и аварийных сигналов, а также сраба-
тывание приводов регулирующих органов. После контроля про-
хождения сигналов проверяются блокировки цепей. На заклю-
чительной стадии проверяется время, прошедщее с момента на-
чала прохождения аварийного сигнала до перемещения регули-
рующих стержней в положение останова реактора. Обычно это
время не должно превышать одной секунды.
Завершающим этапом проверки системы автоматического
управления являются комплексные проверки, включая пере-
ход на резервные источники питания. На основании результа-
тов комплексных проверок дается заключение о соответствии
ядерной космической энергетической установки нормам без-
опасности.
9.2.3. Обеспечение радиационной безопасности
после завершения активного функционирования
ядерных космических энергетических установок
Ранее уже отмечалось, что эксплуатация космических ядер-
ных энергетических установок требует принятия соответствую-
щих конструктивных и технических мер по обеспечению защи-
ты наземного персонала, членов экипажа (для пилотируемых
аппаратов) и систем корабля от воздействия ионизирующих из-
лучений, а также окружающей среды от радиоактивного загряз-
нения. Эти меры должны приниматься на всех этапах эксплуа-
тации: начиная от подготовки к запуску и кончая завершением
188
программы полета. Радиационная безопасность должна обеспе-
чиваться как при нормальных условиях функционирования
ядерных устройств, так и при возможных аварийных ситуаци-
ях. Основные аспекты обеспечения безопасности при выполне-
нии программы полета были рассмотрены выше. В заключение
коротко рассматриваются особенности обеспечения радиацион-
ной безопасности после завершения работы космических ядер-
ных энергетических установок.
Если вывод реактора на номинальную мощность и его пос-
ледующее функционирование осуществлялись на высоких орби-
тах (выше 700—800 км), безопасность такой ядерной установки
для населения Земли не вызывает сомнений. Распад радиоак-
тивных осколков деления в этом случае происходит задолго до
того, как фрагменты установки попадут в плотные слои атмо-
сферы в результате торможения отработавшего ресурс модуля.
Если установка предназначена для использования на срав-
нительно низких орбитах и время ее пребывания в космосе
после останова реактора недостаточно для завершения распада
основной части радиоактивных осколков деления, радиационная
безопасность может обеспечиваться, например, переводом отра-
ботавшего ресурс модуля на орбиту длительного существования
(как правило, выше 800 км). При этом должны предусматри-
ваться дополнительные меры, направленные на обеспечение без-
опасности в случае безуспешной попытки подъема орбиты из-за
каких-либо технических отклонений. Одной из эффективных
мер является диспергирование (разделение на мелкие части) ра-
диоактивных материалов ядерного реактора. Степень дисперги-
рования определяется исходя из необходимости обеспечения
требования радиационной безопасности при возможном выпаде-
нии частиц радиоактивных материалов на Землю. Диспергиро-
вание может осуществляться за счет принудительного разруше-
ния активной зоны реактора путем осуществления ее направ-
ленного подрыва, а может происходить естественным путем за
счет использования эффекта разогрева аппарата при торможе-
нии в плотных слоях атмосферы. В обоих случаях для обеспе-
чения прогнозируемости характеристик диспергированных фраг-
ментов активной зоны необходима разработка специальных тех-
нических мероприятий.
189
ЛИТЕРАТУРА
1. Сивинцев Ю.В. Насколько опасно излучение? — М.: Зна-
ние, 1988.
2. Радиация. Дозы, эффекты, риск/Пер. с англ. —М.: Мир,
1988.
3. Машкович В.П, Кудрявцева А.В. Защита от ионизирую-
щих излучений. Справочник. — М.: Энергоатомиздат, 1995.
4. Rubm Р., Casarett G.W. Clinical Radiation Pathology.
Saunders, Philadelphia, 1968.
5. Нормы радиационной безопасности (НРБ-99). Гигиеничес-
кие нормативы/ Центр санитарно-эпидемиологического норми-
рования, гигиенической сертификации и экспертизы Минздрава
России. — М., 1999.
6. Таблицы пробегов заряженных частиц с энергией до 8 МэВ.
Н.Н. Пучеров, А.Е. Борздаковский, С.В. Романовский, Т.Д. Чес-
нокова. — Киев: Наукова думка, 1977.
7. Пучеров Н.Н., Романовский С.В., Чеснокова Т.Д. Таблицы
массовой тормозной способности и пробегов заряженных частиц
с энергией 1—100 МэВ. — Киев: Наукова думка, 1975.
8. Мухин К.Н. Экспериментальная ядерная физика. Т. 1.
Физика атомного ядра. — М.: Атомиздат, 1974.
9. Городинский СМ. Средства индивидуальной защиты для
работы с радиоактивными веществами. — М.: Атомиздат, 1979.
10. Баранов В.Ф. Дозиметрия электронного излучения. —
М.: Атомиздат, 1974.
11. Левин В.Е. Ядерная физика и ядерные реакторы. — М.:
Атомиздат, 1975.
12. Тепловыделение в ядерном реакторе / Е.С. Глушков,
В.Е. Демин, Н.Н. Пономарев-Степной, А.А. Хрулев. — М.:
Энергоатомиздат, 1985.
13. Вейнберг А., Вигнер Е. Физическая теория ядерных ре-
акторов/Пер с англ. — М.: Изд-во иностранной литературы,
1961.
190
14. Томпсон М. Дефекты и радиационные повреждения в
металлах. —М: Мир, 1971.
15. Защита от ионизирующих излучений / Н.Г.Гусев, В.А.
Климанов, В.П. Машкович, А.П. Суворов. — М.: Энергоатомиз-
дат, 1989. Т. 1. Физические основы защиты от излучений.
16. Нормы радиационной безопасности 76/87
17. Защита от ионизирующих излучений / Н.Г. Гусев,
Е.Е. Ковалев, В.П. Машкович, А.П. Суворов. — М.: Энергоато-
миздат, 1990. Т. 2. Защита от излучений ядерно-технических
установок.
18. Тихонов А.Н., Самарский АЛ. Уравнения математичес-
кой физики. — М.: Наука, 1977.
19. Рождественский Б.Я., Яненко Н.Н. Системы квазили-
нейных уравнений и их приложения к газовой динамике. —
М.: Наука, 1978.
4 20. Ковеня В.М., Яненко Н.Н. Метод расщепления в задачах
газовой динамики. — Новосибирск: Наука, 1981.
21. Основы теплопередачи в авиационной и ракетно-косми-
ческой технике. В.С. Авдуевский и др. — М.: Наука, 1975.
22. ГОСТ 25645.201-83 “Безопасность радиационная экипа-
жа космического аппарата в космическом полете. Термины и
определения”.
23. ГОСТ 25645.215-85 “Безопасность радиационная экипа-
жа космического аппарата в космическом полете. Нормы без-
опасности при продолжительности полетов до трех лет”.
24. РД 50-25645.209-85 “Безопасность радиационная экипа-
жа космического аппарата в космическом полете. Методические
указания. Методика учета индивидуальных доз космонавтов в
период их профессиональной деятельности”.
25. ГОСТ Р 25645.226-99 “Безопасность радиационная эки-
пажа космического аппарата в космическом полете. Проверка
эффективности защиты экипажа. Общие требования”.
26. ГОСТ 25645.134-86 “Лучи космические солнечные. Мо-
дель потоков протонов”.
27. ГОСТ 25645.104-84 “Лучи космические. Термины и оп-
ределения”.
28. ГОСТ 25645.122-85, ГОСТ 25645.123-85, ГОСТ
25645.124-85, ГОСТ 25645.125-85 “Лучи космические галакти-
ческие. Энергетические спектры”.
191
29. ГОСТ 25645.203-83 “Безопасность радиационная экипа-
жа космического аппарата в космическом полете. Модель тела
человека для расчета тканевой дозы”.
30. ГОСТ 25645.204-83 “Безопасность радиационная экипа-
жа космического аппарата в космическом полете. Методика рас-
чета экранированности точек внутри фантома”.
31. РД 50-25645.206-85 “Безопасность радиационная экипа-
жа космического аппарата в космическом полете. Методические
указания. Методика расчета ионизированных потерь и пробегов
тяжелых заряженных частиц”.
32. РД 50-25645.207-85 “Безопасность радиационная экипа-
жа космического аппарата в космическом полете. Методические
указания. Методика расчета поглощенной и эквивалентной дозы
от многозарядных ионов космических лучей”.
33. РД 50-25645.210-85 “Безопасность радиационная экипа-
жа космического аппарата в космическом полете. Методические
указания. Методика расчета энергетической плотности потоков
протонов и нейтронов в космическом аппарате”.
34. ГОСТ 25645.211-85 “Безопасность радиационная экипа-
жа космического аппарата в космическом полете. Характеристи-
ки ядерного взаимодействия протонов”.
35. ГОСТ 25645.212-85 “Безопасность радиационная экипа-
жа космического аппарата в космическом полете. Характеристи-
ки ядерных взаимодействий многозарядных ионов”.
36. РД 50-645.309-85 “Методические указания. Типовая ме-
тодика экспериментального определения функции экранирован-
ности элементов и технических устройств от ионизирующих из-
лучений внутри космического аппарата”.
37. ГОСТ 25645.202-83 “Безопасность радиационная экипа-
жа космического аппарата в космическом полете. Требования к
бортовому и индивидуальному дозиметрическому контролю”.
38. Основы теории, конструкции и эксплуатации космичес-
ких ЯЭУ / А.А. Куландин, С.В. Тимашев, В.Д. Атамасов, Б.М.
Борзилов, П.В. Герасименко, Л.А. Сырцов. — Л.: Энергоатомиз-
дат. Ленингр. отд-ние, 1987.
192
ОГЛАВЛЕНИЕ
Условные обозначения.................................... 3
Введение.............................................. 10
Глава 1. Возникновение ядерных излучений и их
виды. Радиоактивность. Основные физические величи-
ны, применяемые в области радиационной безопасности .... 12
Глава 2. Источники радиации........................... 26
2.1. Естественные источники радиации............... 26
2.2. Источники радиации, созданные человеком........ 37
Глава 3. Действие излучения на человека............... 48
3.1. Острое радиационное поражение................. 49
3.2. Рак........................................... 54
3.3. Генетические последствия облучения............ 56
Глава 4. Нормы облучения.............................. 57
4.1. Общие положения.............................. 57
4.2. Требования к ограничению техногенного об-
лучения в контролируемых условиях.................. 61
4.3. Требования к защите от природного облуче-
ния в производственных условиях.................... 64
4.4. Требования к ограничению облучения населе-
ния 64
Глава 5. Взаимодействие ядерных излучений с веще-
ством . . ,........................................... 72
5.1. Взаимодействие а-частиц с веществом......... 72
5.2. Взаимодействие Р-частиц с веществом......... 74
5.3. Взаимодействие у-квантов с веществом.......... 77
5.4. Распространение у-квантов..................... 81
.5.5. Взаимодействие нейтронов с веществом......... 83
193
Глава 6. Методы регистрации и измерения характе-
ристик ионизирующих излучений......................... 86
6.1. Ионизационные методы регистрации излуче-
ния ............................................... 86
6.2. Методы регистрации излучений, не связан-
ные с использованием явления ионизации............ 102
Глава 7. Перенос излучения в веществе. Защита от
излучений............................................ 106
7.1. Уравнение переноса излучения. Обзор некото-
рых методов его решения........................... 106
7.2. Поле излучения источников различной гео-
метрической формы................................ 110
7.3. Защита от фотонного излучения............... 117
7.4. Защита от нейтронов......................... 121
7.5. Защита от альфа-излучения................... 135
7.6. Защита от бета-излучения.................... 136
7.7. Основные требования, предъявляемые к мате-
риалам, использующимся для радиационной за-
щиты ............................................ 138
Глава 8. Радиационная защита ядерных реакторов....... 139
8.1. Основные типы ядерных реакторов. Компо-
новка, принципы и стадии проектирования радиа-
ционной защиты.................................... 139
8.2. Ослабление излучений активной зоны ядерно-
го реактора....................................... 145
8.3. Защита корпуса реактора. .................... 158
8.4. Тепловой расчет защиты....................... 161
8.5. Защита системы теплоносителя................. 163
Глава 9. Радиационная безопасность при космичес-
ких полетах.......................................... 170
9.1. Космические аппараты без ядерных источни-
ков энергии....................................... 170
9.1.1. Особенности радиационной защиты кос-
мических летательных аппаратов.................. 170
9.1.2. Стандарты радиационной безопасности
экипажей космических аппаратов в космичес-
ких полетах.....................................' 172
194
9.1.3. Модели радиационной обстановки в кос-
мическом пространстве........................... 174
9.1.4. Расчет дозы космических излучений в
модели тела человека, находящейся за защитой . . . 176
9.1.5. Дозиметрический контроль при космичес-
ких полетах..................................... 178
9.1.6. Оперативное обеспечение радиационной
безопасности при орбитальных космических по-
летах 179
9.2. Космические аппараты с ядерными источни-
ками энергии...................................... 181
9.2.1. Компоновки радиационной защиты КЛА
с ядерными источниками энергии.................. 181
9.2.2. Особенности обеспечения радиационной
безопасности при эксплуатации ядерных косми-
ческих энергетических установок................. 184
9.2.3. Обеспечение радиационной безопасности
после завершения активного функционирова-
ния ядерных космических энергетических уста-
новок 188
Литература........................................... 190
195
Учебное издание
Коротеев Анатолий Анатольевич
Мадеев Виктор Георгиевич
БЕЗОПАСНОСТЬ ЭКСПЛУАТАЦИИ
ЯДЕРНЫХ РЕАКТОРНЫХ УСТАНОВОК
Редактор Т.В. Моисеева
Тех. редактор Т.С. Евгеньева
Компьютерная верстка Т.С. Евгеньева
ИБ № 445
Лицензия ЛР № 040211 от 07.04.97.
Сдано в набор 19.07.2001. Подписано в печать 12.11.2001.
Формат 60 х 90 1/16. Бум. офсетная. Гарнитура Таймс.
Печать офсетная. Усл. печ. л. 12,25. Уч.-изд. л. 13,0.
Тираж 1000 экз. Зак. 2284. С. 85.
Издательство МАИ
“МАИ”, Волоколамское ш., дом 4,
Москва, А-80, ГСП-3 125993
Типография Издательства МАИ
“МАИ”, Волоколамское ш., дом 4,
Москва, А-80, ГСП-3 125993