Тормозная способность электронов и позитронов доклад 37 мкре

Обновлено: 30.06.2024

1.3.2 Тормозная способность вещества и неупругое рассеяние с малой потерей энергии.

1.3.3 Упругое рассеяние.

1.4 Кратное и многократное рассеяние.

1.5 Потери энергии при прохождении слоя вещества.

Глава 2. Вычисление энерговыделения пучка электронов методом Монте-Карло.

2.1 Алгоритм расчёта.

2.2 Общие принципы моделирования методом Монте-Карло.

2.3 Моделирование прохождения слоя вещества.

2.3.1 Определение нового направления движения электрона.

2.3.2 Определение нового положения электрона.

2.3.3 Моделирование потери энергии.

2.4.1 Одномерные распределения.

2.4.2 Осесимметричное распределение.

2.5 Влияние толщины слоя.

2.6 ' Влияние граничных условий.

Глава 3. Численное решение уравнения переноса электронов в веществе.

3.1 Вычисление плотности потока частиц в плоской или сферической геометрии.

3.1.1 Уравнение переноса в плоской геометрии.

3.1.2 Метод решения.

3.1.3 Учёт граничных условий.

3.1.4 Тестирование. 3.1.5 Сравнение с методом моментов.

3.1.6 Сравнение с методом Монте-Карло.

3.1.7 Решение уравнения переноса в сферической геометрии.

3.2 Расчёт энерговыделения пучка электронов в неограниченной среде.

3.2.1 Сопряженное уравнение.

3.2.2 Метод решения.

3.3 Сравнение различных приближений для сечения упругого рассеяния.

Глава 4. Выбор параметров ускорителей электронов, необходимых для создания плазменного образования с заданными свойствами.

4.1 Постановка задачи.

4.2 Метод решения.

4.3 Некоторые результаты.

4.3.1 Вывод пучка в воздух.

4.3.2 Камера, заполненная гелием.

Глава 5. Результаты экспериментального исследования свойств плазменного образования, создаваемого пучком электронов в воздухе.

5.1 Экспериментальная установка.

5.2 Модель процессов, протекающих в плазме.

5.3 Ослабление электромагнитных волн в плазме и метод обработки результатов измерений.

5.4 Результаты измерений.

Введение диссертация по физике, на тему "Методы расчета распространения пучка электронов в веществе и результаты экспериментального исследования свойств создаваемой пучком плазмы"

В последние годы все большее применение находят устройства, основанные на использовании неравновесной плазмы, создаваемой пучком электронов в газе. В частности, большой практический интерес представляет создание плазмохимических реакторов, в которых могут протекать реакции, невозможные в нормальных условиях. Так, в работе [1] было показано, что в пучковой плазме можно эффективно осуществлять разложение тетрахлорметана на более простые составляющие не нагревая газ до высоких температур, и, таким образом, осуществлять дешёвую плазмохимическую очистку промышленных выбросов. Аналогичные вопросы рассмотрены в работах [33], [35] и др.

Кроме того, электронно-пучковые установки находят применение при создании лазеров с пучковой накачкой, обработке материалов электронным пучком и во многих других отраслях. Немаловажным остаётся также исследование свойств естественных источников Р-излучения.

Последнее время появляется все больше публикаций, посвященных воздействию пучков электронов на атмосферу, в том числе [43], [44], [45] и др.

Во всех случаях возникает необходимость расчёта характеристик рассеянного электронного излучения, важнейшей из которых является мощность энерговыделения пучка. Так как аналитическое исследование переноса электронов в веществе может быть выполнено только в простейших случаях с невысокой точностью [4], возникает необходимость разработки эффективных численных методов.

Данная диссертационная работа содержит следзтощие главы:

1. Проведены многочисленные расчеты плотности энерговыделения пучка электронов в веществе методом Монте-Карло в различных приближениях. Показано, что наилучшее совпадение расчетов с экспериментальными данными наблюдается в том случае, когда используется теория Мольера, а толщина слоя вещества на каждом шаге моделирования выбирается таким образом, чтобы при прохождении слоя электроны испытывали в среднем 25 соударений.

2. Разработан метод расчета плотности потока электронов пучка, основанный на численном решении уравнения переноса в плоской или сферической геометрии. Показано, что метод обеспечивает значительно лучшее совпадение с экспериментальными данными, чем метод Монте-Карло.

3. Разработан метод расчета плотности энерговыделения пучка в однородной неограниченной среде, основанный на решении союзного уравнения. Проведено сравнение результатов расчетов с результатами, полученными методом Монте-Карло; показано, что метод обеспечивает существенно большую точность вычислений.

4. На основе разработанных методов расчета энерговыделения пучка создан комплекс программ, предназначенный для выбора оптимальных параметров ускорителей электронов при разработке плазменных установок.

5. Получены результаты экспериментального исследования времени жизни электронов и коэффициента ослабления электромагнитных волн в плазме воздуха. Анализ полученных экспериментальных данных на основе разработанных автором методов расчета позволил сделать вывод, что в условиях эксперимента энергия свободных электронов в плазме составляет около 0,09 эВ.

Разработанный пакет программ был использован для исследования влияния граничных условий на распределение энерговыделения пучка. Показано, что при расчете плазменных установок с характерным размером более 0,3-0,5 длины пробега электронов граничные условия на стенках камеры или других поглощающих электроны элементах конструкции могут не учитываться, за исключением случаев, когда конструктивные элементы.установки экранируют исследуемый объем газа.

Основным недостатком разработанного пакета программ является ограничение на максимальную энергию электронов - начальная энергия электронов пучка не должна превышать 400-500 кэВ.

Впервые был разработан метод численного решения уравнения переноса электронов в однородной среде, позволяющий учитывать флуктуации потерь энергии и образование вторичных электронов.

В случае плоской геометрии (расчет потерь энергии и рассеяния электронов на выводных фольгах ускорителей) метод позволяет учитывать граничные условия. Показано, что результаты расчетов значительно лучше совпадают с экспериментальными данными, чем при использовании метода Монте-Карло или предложенного еще в 50-х годах прошлого века метода моментов, основанного на приближении непрерывного замедления.

Для расчетов энерговыделения и потерь энергии на тормозное излучение в трехмерном случае решалось не само уравнение переноса, а так называемое союзное (эрмитово-сопряженное) уравнение. Расчеты могут быть выполнены лишь в случае неограниченной среды. Показано, что результаты расчетов хорошо совпадают с результатами метода Монте-Карло, а в случае обратного перехода к плоскому поглотителю -совпадают с экспериментальными данными даже лучше, чем метод Монте-Карло.

Предложенный метод решения уравнения переноса позволил провести сравнение результатов расчетов плотности энерговыделения пучка, полученных с использованием различных приближений для сечения упругого рассеяния быстрых электронов на атоме с экспериментальными данными. По результатам сравнения можно сделать вывод, что наиболее точным является сечение Спенсера, полученное с учетом как релятивистских эффектов, так и экранирования ядра атомными электронами. Тем не менее, более простые выражения для сечения рассеяния, в частности, предложенное Мак-Кинли и Фешбахом, дают практически неотличимые результаты (расхождения на уровне погрешности вычислений - менее одного процента). Расчеты, проведенные без учета релятивистского множителя Мотта также дают близкие результаты, однако расхождение с более точными расчетами может достигать нескольких процентов.

Значительно большие расхождения дает применение приближения непрерывного замедления. В этом случае погрешность может достигать десятков процентов. С другой стороны, при энергиях электронов менее 3-5 МэВ образование вторичных электронов практически не влияет на распределение энерговыделения.

К сожалению, метод расчета трехмерных распределений применим лишь в случае неограниченной среды. Разработка программы расчета, учитывающей граничные условия затруднена из-за очень большого объема вычислений. Как в трехмерном, так и в одномерном случае применение метода ограничено однородной средой.

На основе разработанных методов расчета энерговыделения пучка были рассмотрены некоторые особенности проектирования пучково-плазменных установок. На двух примерах проиллюстрирована возможность использования разработанных численных методов для выбора оптимальных параметров ускорителя электронов, обеспечивающих минимальное энергопотребление установки.

Была проведена серия экспериментов, подтвердивших результаты расчетов. Для обработки результатов измерений было разработано специальное программное обеспечение, позволяющее определять частоту столкновений электронов с тяжелыми частицами путем обработки измеренной зависимости коэффициента ослабления электромагнитных волн от давления. Важнейшей компонентой этого комплекса программ является программа расчета энерговыделения пучка электронов в объеме экспериментальной камеры.

Список источников диссертации и автореферата по физике, кандидата физико-математических наук, Головин, Андрей Иванович, Москва

2. Баранов В. Ф. Дозиметрия электронного излучения. М.: Атомиздат, 1974.

3. Калиновский А. Н., Мохов Н. В., Никитин Ю. П. Прохождение частиц высоких энергий через вещество. М.: Энергоатомиздат, 1985.

4. Кольчужкин А. М., Учайкин В. В. Введение в теорию прохождения частиц через вещество. М.: Атомиздат, 1978.

6. Spencer L. Phys. Rev., 1952, v. 88, p. 793.

7. Spencer L. Bull. Amer. Soc., 1954, v. 29, No. 4, p. 22.

8. Spencer L. Phys. Rev., 1955, v. 98, p. 1597.

9. Spencer L. Energy Dissipation by Fast Electrons, NB S Monograph. 1, 1959.

10. Grew J. J. Res. Nat. Bur. Stand., 1961, v. 65A, p. 113.

11. Kessaris N. Phys. Rev., 1966, v. 145, p. 164.

12. Kessaris N. Rad. Res., 1964, v. 23, p. 630.

13. Наркевич Б. Я., Ендовицкий В. С., Константинов И. Е. Расчёт дозного поля тонкого луча электронов. Атомная энергия, 1969, т. 26, вып. 5, с. 473, 474.

14. Нелипа Н. Ф. Введение в теорию многократного рассеяния частиц. М.: Атомиздат, 1960.

15. Dalitz R.H. Proc. Roy. Soc., 1951,v.A206, p. 509.

16. Nigam B. P., Sundaresan M. K., Ta-Yon-Wu. Phys. Rev., 1959, 115, p. 491

17. Pettus W. G., Blosser H. G., Hereford F. L. Phys. Rev., 1956, v. 101, p. 17.

18. Berger M. Methods of Computational Physics. N.-Y., Academe Press, 1963, v. 1, p. 135.

19. Sternheimer R. M. Phys. Rev., 1952, v. 88, p. 851; 1953, v. 91, p. 256; 1956, v. 103, p. 511.

20. Прудников M. M., Коновалов В. П., Чичерин В. Г. Рассеяние тонкого пучка быстрых электронов в газе. ТВТ, 1982, т. 20, № 4, с. 775—778.

21. Тормозная способность электронов и позитронов. Доклад 37 МКРЕ. Пер. с англ. М.: Энергоатомиздат, 1987.

22. Хокни Р., Иствуд Дж. Численное моделирование методом частиц. М.: Мир, 1987.

23. Климонтович Ю. JI. Статистическая физика. М.: Наука, 1982.

24. Владимиров В. С. Математические задачи односкоростной теории переноса частиц. Труды математического ин-та АН СССР, 1961, 61, 3—158.

25. МарчукГ. И. Методы расчёта ядерных реакторов. М.: Госатомиздат, 1961.

26. ZerbyC. D., Keller F. L. Electron transport theory, calculations, and experiments. Nucl. Sei. Eng., 1967, v. 27, N2, p. 190.

27. Ахиезер А. И., Берестецкий В. Б. Квантовая электродинамика. M.: Наука, 1981.

28. Review of Particle Properties/Data particle group. Rev. Mod. Phys., 1980, v. 52, N2.

29. Райзер Ю. П. Физика газового разряда.

30. Смирнов Б. М. Ионы и возбужденные атомы в плазме.

31. Смирнов Б. М. Введение в физику плазмы.

32. Радциг А. А., Смирнов Б. М. Параметры атомов и атомных ионов. Справочник. М.: Энергоатомиздат, 1986.

33. Matzing Н. Chemical kinetics of flue gas cleaning by electron beam. Karlsruhe, 1989.

34. Gryzinski M. Phys. Rev., 135A, 1537 (1964).

35. Сон Э. E., Васильев M. H. Использование электронных пучков для очистки дымовых газов от окислов серы и азота. Научно-технический отчёт. МФТИ, Долгопрудный, 1988. х/д №54/86.

36. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Квантовая механика. Нерелятивистская теория. М.: Наука, 1989.

37. Берестецкий В. Б., Лифшиц Е. М., Питаевский Л. П. Квантовая электродинамика. М.: Наука, 1989.

38. Мессиа А. Квантовая механика. М.: Наука, 1978.

39. Dogget J. A., Spencer L. V. Elastic Scattering of Electrons and Positrons by Point Nuclei. Phys. Rev., 1956, v. 103, p. 1597.

40. Saad Y., Schultz M.H. GMRES: a generalized minimal residual algorithm for solving nonsyinmetric linear systems, SIAM J. Sci. Stat., Comput., 1986, Vol. 7, N. 3, pp. 856-869.

41. G. Marsaglia and A. Zaman. Florida State University Report: FSU-SCRI-87-50 (1987).

43. Banks P.M., Fraser-Smith А.С., Gilchrist B.E. Ionospheric Modification Using Relativistic Electron Beams. AGARD Conf. Proc., 1990, N485.

45. Коротеев A.C. О возможности использования неравновесной плазмы для снижения радиовидимости летательных аппаратов. Полёт, №12, 2000, С. 1-6.

46. Квитов С.В., Ломакин Б.Н., Соловьев В.Р. и др. Релаксация низкотемпературной гелиевой плазмы, создаваемой импульсным электронным пучком в камере большого объема. Физика плазмы, том 22, № 12. с. 1134-1145, 1996.

47. Миронычев П.В., Бабич Л.П. Распространение электронного пучка в атмосфере на высотах 15. 00 км. Численный эксперимент. ТВТ, №6, 2000 г.

48. Смирнов В.И. Курс высшей математики. М.: Государственное издательство технико-теоретической литературы, 1953.

49. Горбунов В.А., Колоколов Н.Б., Латышев Ф.Е. Температура электронов в распадающейся плазме молекулярного азота в присутствии малых электрических полей. Физика плазмы, №12, 2001, С. 1143.

52. Смирнов Б. М. Атомные столкновения и элементарные процессы в плазме.

53. Браун С. Элементарные процессы в плазме газового разряда.

54. Chanin L. М., Phelps А. V., Biondi М. A. Physical Review, 128, 219 (1962).

55. G. S. Hurst and Т. E. Bortner, Physical Review, 114, 116 (1959).

56. Алексеев Б.В. Математическая кинетика реагирующих газов. М.: Наука, 1982.

57. Головин А.И. Численное решение уравнения переноса электронов в веществе. Теплофизика высоких температур, №2, 2002.

В монографии впервые в отечественной и зарубежной историографии с позиций современного научного знания и на основе комплексного изучения широкого круга источников изучены внутриполитические и внешнеполитические стороны кризиса на Украине, разразившегося в 2014 г., принявшего черты гражданской. (Подробнее)

В работе анализируется сложная динамика российско-украинского этнокультурного взаимодействия в имперский и советский периоды. Выявляются причины и основные векторы современного украинского кризиса, движущие силы и социальная структура киевского Майдана, определены возможные этнополитические перспективы. (Подробнее)

Книга ставит целью раскрыть основные движущие силы и показать механизм, породивший самый острый за постсоветский период международно-политический и военный конфликт России и Запада. Опираясь на политическую экономию и мир-системный анализ, автор стремится показать, как господствующие в современном. (Подробнее)

В этой книге почти ничего нет о ходе военных действий. Но в ней уделено большое внимание исследованию экономических и политических причин войны, а также тех исторических противоречий, которые к этой войне привели и которые в ходе этой войны не только не разрешены, но и пока не переформулированы. (Подробнее)

В книге на богатом эмпирическом материале показывается. (Подробнее)

Пубертат — трудное время как для самого ребенка, так и для его родителей. Нервы оголены, но это не повод для войн, действовать нужно с умом. Именно сейчас родителям нельзя сдаваться, ведь воспитание возможно и в подростковый период!

Молодым ребятам нужна свобода в проявлении собственной. (Подробнее)

В книгу вошли материалы европейских и американских авторов: журналистов, политологов, социологов, аналитиков и профессоров университетов, посвященных кризису на Украине и роли США в нем. Авторы проводят параллели между украинскими событиями и войнами и революциями в Ливии, Ираке, Сирии и других. (Подробнее)

Перед читателями — книга, в которой собраны воспоминания о крупнейшем физике-теоретике, специалисте в области теории элементарных частиц и квантовой теории поля, члене-корреспонденте РАН Владимире Яковлевиче Файнберге. В книгу вошли статьи его учеников, друзей и коллег, многие из. (Подробнее)

Автор настоящей книги, академик Н.Н.Моисеев, рассказывает о проблемах и трудностях, поднимающихся сегодня перед человечеством, и о путях их решения, поиском которых людям придется посвятить все свои интеллектуальные и духовные силы. Основной акцент сделан на глобальной экологии человека. В книге. (Подробнее)

Для получения полной информации о книгах
нужно указать страну доставки
Вашего возможного заказа:

При проектировании защиты от нейтронного излучения необходимо учитывать следующее:

Таким образом, защита должна иметь в своем составе водород (вода, полиэтилен) или другое легкое вещество (графит) для замедления быстрых и промежуточных нейтронов при упругом рассеянии, тяжелые элементы (железо, свинец) для замедления быстрых нейтронов в процессе неупругого рассеяния и ослабления от захватного g -излучения, элементы с высоким эффективным сечением поглощения тепловых нейтронов (кадмий, бор).

Точный расчет прохождения нейтронов через такую многокомпонентную защиту сложен, так как нейтроны могут либо захватиться, либо рассеяться ядром. Рассеяние может быть упругим и неупругим, изотропным и неизотропным. Эффективное сечение нейтронов зависит от энергии нейтронов и материала среды. В связи с этим для расчета защиты от нейтронов используют различные приближенные методы.

Ослабление узкого коллимированного пучка нейтронов тонким слоем вещества происходит по экспоненциальному закону

где j — плотность потока нейтронов за слоем вещества; j ₀ — исходная плотность потока нейтронов; å — линейный коэффициент ослабления пучка нейтронов в веществе (полное макроскопическое сечение взаимодействия нейтронов с веществом); d — толщина слоя вещества.

Величина линейного коэффициента ослабления å определяется из соотношения

где s — микроскопическое сечение взаимодействия нейтронов с ядрами вещества; — число ядер в единице объема поглощающего вещества; r — плотность вещества; N_A — число Авогадро; M — молярная масса вещества.

Для сложного вещества защиты макроскопическое сечение взаимодействия нейтронов с веществом определяется из соотношения

где s _i — микроскопическое сечение i-го элемента, входящего в состав сложного вещества; n_i — число ядер i-го элемента в единице объема вещества; k — число элементов в сложном веществе.

Полное микроскопическое (на одно ядро) сечение взаимодействия нейтронов с ядрами представляет собой сумму сечений всех возможных видов взаимодействия:

где σ — полное микроскопическое сечение; — сечение упругого рассеяния; — сечение неупругого рассеяния; s _с — сечение радиационного захвата; s _p, s a , … — сечения ядерных реакций с образованием протонов, a -частиц и т. д.

Таблицы нейтронных сечений для различных элементов и веществ приведены в [11].

Величина называется средней длиной свободного пробега нейтронов в веществе. Соотношение (5.28) может быть переписано в виде

Ослабление плотности потока нейтронов в широком пучке может быть описано соотношением (5.32), где вместо длины пробега l используется длина релаксации L, которая характеризует экспоненциальную зависимость ослабления нейтронов в среде для широких пучков нейтронов. Длина релаксации определяется для отдельных участков защиты, в пределах которых ослабление нейтронов может быть описано экспоненциальной зависимостью с постоянным значением L. В таких случаях плотность потока нейтронов можно определить по формуле

где D d_i — толщина защиты i-го участка, для которого длину релаксации можно принять постоянной; m — число участков, на которые разбита толщина защиты.

Опубликованные в литературе данные о длине релаксации для нейтронов различных энергий в различных защитных материалах собраны в [1]. Некоторые из этих данных приведены в табл. 5.11 и 5.12.

Длина релаксации L нейтронов точечных моноэнергетических источников
и ( a , n)-источников для различных материалов [1]

Длина релаксации L быстрых нейтронов реактора или нейтронов от источника
спектра деления в воде, графите, свинце и железе (г/смІ) [1]

Плотность потока нейтронов на расстоянии R от изотропного точечного источника быстрых нейтронов, прошедших слой защиты толщиной d, определяется соотношением

где I₀ — интенсивность нейтронов, испускаемых источником; f — коэффициент (табл. 5.13), характеризующий отклонение от экспоненциальной формы кривой ослабления на близком расстоянии (2–3 длины релаксации) от источника; L — длина релаксации.

В табл. 5.14 приведены значения эффективной дозы и среднегодовые допустимые плотности потока моноэнергетических нейтронов для лиц из персонала при внешнем облучении всего тела. Значения среднегодовых допустимых плотностей потоков частиц даны для широкого диапазона энергий излучения и двух наиболее вероятных геометрий облучения: изотропного (2 p или 4 p ) поля излучения и падения параллельного пучка излучения на тело спереди (передне-задняя геометрия).

Коэффициент отклонения от экспоненциального закона ослабления нейтронов с энергией
Е_n > 1,5 МэВ на близком расстоянии от источника [1]

Значение эффективной дозы и среднегодовые предельно допустимые плотности потока
моноэнергетических нейтронов для лиц из персонала при внешнем облучении всего тела [12]

Примечание. ИЗО — изотропное (4 p ) поле излучения; ПЗ — облучение параллельным пучком в передне-задней геометрии.

Пример 5.5. Определить толщину защиты из кадмия, необходимую для ослабления плотности потока тепловых нейтронов от точечного изотропного источника j ₀ = 1,5 × 10 12 нейтр./(см 2 × с) до предельно допустимого значения j _пд. Данные для кадмия: s = 2,55 × 10 –21 см 2 ; r = 8,64 г/см 3 .

Решение. Необходимую толщину слоя кадмия находим из соотношения

Исходные данные: j _пд = 9,9 × 10 2 нейтр./(см 2 · с) (табл. 5.14) ; М = 112 г/моль.

Необходимая толщина слоя кадмия равна

Пример 5.6. Плотность потока узкого моноэнергетического пучка быстрых нейтронов (Е _n = 14 МэВ) равна j ₀ = 2 × 10 6 нейтр./(см 2 × с). Какова должна быть толщина защитного экрана из воды, чтобы ослабить плотность потока до допустимого значения?

Решение. Согласно соотношению (5.28), Следовательно,

Исходные данные: j _пд = 6,59 нейтр./(см 2 · с) (табл. 5.14); s _H = 6,9 × 10 –25 см 2 (микроскопическое сечение взаимодействия нейтронов с ядрами водорода); s _О = 1,5 × 10 –24 см 2 (микроскопическое сечение взаимодействия нейтронов с ядрами кислорода);

Толщина экрана из воды равна

Пример 5.7. Определить толщину водной защиты от Po—Be-источника с потоком нейтронов I₀ = 2 × 10 7 нейтр./с, при которой можно безопасно работать на расстоянии 1 м от источника.

Решение. На основании соотношения (5.34) можно записать

Принимаем среднюю энергию нейтронов, испускаемых Po—Be-источником, равной = 4,5 МэВ. Находим для этой энергии предельно допустимую плотность потока нейтронов j _пд = 12,6 нейтр./(см 2 · с) (табл. 5.14); I₀ = 2 × 10 7 нейтр./с; f = 5 (табл. 5.13); L = 10,3 см (табл. 5.11); R = 100 см.

Необходимая толщина слоя воды определяется из соотношения:

Пример 5.8. Какую эффективную дозу получает персонал за 6 часов, если измеренная плотность потока нейтронов ( Е _n = 14 МэВ) на рабочем месте составляет j = 5 нейтр./(см 2 × c)? Поле излучения изотропное.

Решение. Флюенс нейтронов на рабочем месте за время t = 6 ч = 2,16 × 10 4 с равен Ф = j t =1,08 × 10 5 нейтр./см 2 . Из табл. 5.14 находим, что эффективная доза на единичный флюенс для изотропного поля излучения нейтронов составляет Зв × см 2 . Следовательно, в течение рабочего дня персонал получит эффективную дозу Е = 3,33 × 10 –10 × 1,08 × 10 5 = 3,6 × 10 –5 Зв.

Для оценки сечения выведения S _выв можно воспользоваться приближенной формулой

где å _полн — полное сечение; å _расс — сечение упругого рассеяния нейтронов; — средний косинус угла рассеяния нейтронов.

Экспериментально найдено, что для нейтронов с энергией 8 МэВ å _выв ≈ (0,6 ¸ 0,7) å _полн. При изотропном рассеянии нейтронов в среде å _выв = å _полн.

В зависимости от способа введения вещества в защиту различают сечения выведения для гетерогенных сред (слой вещества вводится в водородсодержащую среду вблизи источника) и сечения выведения для гомогенных сред (вещество равномерно распределяется в водородсодержащем материале). Сечения выведения, измеренные в гомогенных средах (табл. 5.15), могут быть использованы для расчета мощности дозы нейтронов в гетерогенных средах. Различие в сечениях для всех элементов не более 5–10 %.

Вы можете изучить и скачать доклад-презентацию на тему L2 - Дозиметрические принципы, величины и единицы. Презентация на заданную тему содержит 65 слайдов. Для просмотра воспользуйтесь проигрывателем, если материал оказался полезным для Вас - поделитесь им с друзьями с помощью социальных кнопок и добавьте наш сайт презентаций в закладки!

2.2 ПОЛЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И РАДИОМЕТРИЧЕСКИЕ ЕДИНИЦЫ 2.2.1 Поле излучения Понятие поле излучения используется для количественного описания распределения излучения в пространстве, заполненном различными частицами. Существует две важных величины, связанные с полем излучения : Число частиц N - включает все частицы, которые возникают, излучаются, или переносятся (единица – 1) Энергия R, переносимая частицами (которая часто ассоциируется с энергией излучения) – это энергия (за исключением энергии покоя) , которая излучается, переносится, или передается (единица – Джоуль)

2.2 ПОЛЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И РАДИОМЕТРИЧЕСКИЕ ЕДИНИЦЫ 2.2.1 Поле излучения Дeтальное описание поля излучения требует более полной информации о числе частиц N, а именно: Тип частиц j точка интереса энергия E время t Направление движения

2.2 ПОЛЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И РАДИОМЕТРИЧЕСКИЕ ЕДИНИЦЫ 2.2.2 Поток частиц Как определить число частиц в некоторой точке? Рассмотрим точку P( ) в поле излучения и используем следующий метод. В случае параллельного пучка излучения поместим площaдку размером dA вокруг точки таким образом, что ее плоскость пeрпендикулярна направлению пучка. Определим число частиц, пересекающих площaдку dA.

2.2 ПОЛЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И РАДИОМЕТРИЧЕСКИЕ ЕДИНИЦЫ 2.2.2 Флюенс частиц В случае непараллельных направлений движения частиц невозможно сориентировать площадку таким образом, чтобы все частицы падали на нее перпендикулярно. Становится очевидным, что необходима другая концепция! Если позволить площадке dA свободно вращаться вокруг P, тогда каждая падающая частица сможет падать на площадку dA перпендикулярно. Практическая реализация этого решения сводится к следующему: Вращением площадки dA вокруг Р создается сфера Определяется число частиц, входящих в сферу

2.2 ПОЛЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И РАДИОМЕТРИЧЕСКИЕ ЕДИНИЦЫ 2.2.2 Флюенс частиц Соотношение между числом частиц и площадью называется флюенсом . Определение: Флюенс  есть отношение dN к dA, где dN есть число частиц падающих на сферу с сечением dA: единица флюенса: м–2. Примечание: флюенс частиц иногда заменяют на флюенс.

2.2 ПОЛЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И РАДИОМЕТРИЧЕСКИЕ ЕДИНИЦЫ 2.2.4 Флюенс энергии Та же концепция может быть применена к излученной энергии R: Определение: Флюенс энергии  определяется как отношение dR к dA, где dR излученная энергия, падающая на сферу поперечного сечения dA: Единица флюенса энергии: Дж/м2.

2.2 ПОЛЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И РАДИОМЕТРИЧЕСКИЕ ЕДИНИЦЫ 2.2.4 Флюенс энергии Флюенс энергии может быть вычислен из следующего соотношения: где E – энергия частиц и dN - число частиц с энергией E.

2.2 ПОЛЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И РАДИОМЕТРИЧЕСКИЕ ЕДИНИЦЫ 2.2.5 Спектр флюенса частиц Естественные пучки фотонов или других частиц являются поли-энергетическими. Для более точного описания флюенс частиц можно заменить флюенсом частиц, дифференцированным по энергии: Флюенс частиц, дифференцированный по энергии, также называют спектром флюенса частиц.

2.2 ПОЛЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И РАДИОМЕТРИЧЕСКИЕ ЕДИНИЦЫ 2.2.6 Флюенс энергии Аналогичную концепцию можно применить и к излученной энергии R: Флюенс энергии, дифференцированный по энергии, определяется как: Флюенс энергии, дифференцированный по энергии, также называют спектром флюенса энергии

2.2 ПОЛЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И РАДИОМЕТРИЧЕСКИЕ ЕДИНИЦЫ 2.2.7 Мощность флюенса частиц и мощность флюенса энергии

2.3 Дозиметрические величины: основы 2.3.1 Введение Последующие слайды иллюстрируют использование трех дозиметрических величин: Кермы Cемы Поглощенной дозы

2.3 Дозиметрические величины: основы 2.3.1 Введение Общие характеристики Keрмы, Ceмы и Поглощенной дозы: Обычно определяются как: Могут быть также определены из соотношения:

2.3 Дозиметрические величины: основы 2.3.1 Введение Первая характеристика: требует более детального рассмотрения того, как происходят следующие процессы: Передачи энергии излучения Поглощения энергии излучения

2.2 ПОЛЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И РАДИОМЕТРИЧЕСКИЕ ЕДИНИЦЫ 2.2.7 Мощность флюенса частиц и мощность флюенса энергии

Читайте также: