СПОСОБ ЗАЩИТЫ ОТ ФОТОНОВ РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЯ Российский патент 2000 года по МПК G21F1/00 

Изобретение относится к способам защиты от проникающей радиации (фотонов) и может быть использовано при создании экранов (биологических защит, отражателей и др.) особенно на ядерных объектах.

При рассмотрении задач, связанных с проникающими излучениями и особенно ядерными излучениями, как правило, в первую очередь рассматриваются вопросы экранирования различных объектов от проникающих излучений. Одним из очень важных является вопрос экранирования жестких фотонов (рентгеновских лучей, гамма- квантов), вылетающих из источников ядерных излучений. Наиболее эффективно экранирование жестких фотонов осуществляется средами, в состав которых входят элементы с большим зарядовым номером Z, т.е. тяжелые элементы. При комбинированной защите (экранировании) от смешанных полей проникающих излучений (гамма-квантов и нейтронов) после всех видов взаимодействий нейтронов и гамма-квантов с ядрами и атомами веществ доминирующим проникающим излучением являются гамма-кванты. Это означает, что наружные контуры экранов (защит) источников ядерных излучений должны подбираться из сред, в состав которых входят тяжелые элементы. А это - часто очень большой вес экранов (защит) и большие затраты на их изготовление.

Ослабление потока фотонов (рентгеновских лучей, гамма-квантов, фотонов оптического диапазона) веществами определяется эффективными сечениями взаимодействия фотонов с атомами веществ [1, с. 32-42; 2]: эффективным сечением фотоэлектрического поглощения; эффективным сечением комптоновского рассеяния; эффективным сечением образования пар (электронов и позитронов). Эффективные сечения взаимодействия фотонов с атомами оцениваются методами квантовой электродинамики. Суть методов для каждого из видов взаимодействий фотонов с атомами веществ достаточно подробно представлена, например, в работе [2]. Во всех подходах при оценке сечений атомы веществ, с которыми взаимодействуют фотоны, рассматриваются как квантовые системы, находящиеся в основном (невозбужденном) состоянии. Известно [3], что в возбужденном состоянии радиусы электронных оболочек, а следовательно, и атомов увеличиваются, т.е. атомы как бы "разбухают". Например, согласно [3, с. 98] эффективный радиус атома водорода в n= 3 возбужденном состоянии увеличивается более чем в 10 раз, т.е. радиус атома принимает значение R_a > 10a_B, где a_B ≈ 0,53•10^-8 см - радиус атома Бора в невозбужденном состоянии. Поэтому правомочно предположить, что если с помощью какого-либо внешнего источника (энергии) накачки перевести атомы среды в возбужденные ("разбухшие") состояния, то следует ожидать увеличение сечений взаимодействия фотонов со средами.

Авторами настоящего изобретения расчетно обосновано и экспериментально доказано, что эффективные сечения взаимодействия фотонов с атомами вещества можно значительно повысить (и тем самым снизить габариты и вес экранов и защит), если процессы фотоэлектрического поглощения, комптоновского рассеяния и образования пар реализовывать на атомах экранирующего вещества, находящихся в возбужденном состоянии.

Авторами предлагается способ защиты от фотонов рентгеновского и гамма-излучений, включающий ослабление экранирующим веществом (средой) потока фотонов в результате процессов фотоэлектрического поглощения, комптоновского рассеяния и образования пар, отличающийся тем, что на экранирующее вещество (среду) воздействуют внешним полем для перевода атомов и молекул вещества (среды) в возбужденные состояния.

В качестве внешних источников накачки, например, могут служить источники когерентного (лазеры) и некогерентного оптического излучений, а также рентгеновского и ядерного (электроны, фотоны, нейтроны и др.) излучений.

Для снижения энергии внешнего поля, требующейся для поддержания атомов (молекул) экранирующего вещества (среды) в возбужденном состоянии более длительное время и в большем количестве, выбирают вещества (среды), атомы и молекулы которых под воздействием внешнего поля переходят в метастабильные возбужденные состояния.

Чтобы исключить необходимость использования внешних источников, создающих внешние поля, выбирают вещества (среды) с такими параметрами метастабильных состояний возбужденных атомов и молекул веществ (сред), которые позволяют обеспечить возникновение в них лавинообразно возрастающих во времени внешних полей в результате воздействия на среды самих фотонов, экранируемых средами.

Широкий диапазон типов (реакций) взаимодействий экранируемого гамма-излучения с атомами сред (прямое возбуждение, возбуждение продуктами реакций, быстрая спектральная трансформация в энергетическую область, наиболее оптимальную для эффективного возбуждения среды) может позволить существенно улучшить энергетические условия по возбуждению атомов и молекул экранирующих сред.

Осуществление заявленного способа поясняется следующими графическими материалами:
Фиг. 1. Схема облучения экспериментального образца,
где 1 - вакуумный электроновод.

2 - алюминиевая тормозная мишень.

3 - экспериментальный образец.

4 - мембрана вакуумного электроновода.

Фиг.2. Спектры и угловые распределения излучений, выходящих из тормозной мишени в схеме облучения образца, где
а). Спектр гамма-квантов, вылетающих из тормозной мишени.

б). Спектр электронов, вылетающих из тормозной мишени.

в). Угловая расходимость электронов, вылетающих из тормозной мишени.

г). Угловая расходимость гамма-квантов, вылетающих из тормозной мишени.

Фиг. 3. Схема измерительного стенда.

а) для измерения пропускания образцов,
б) для измерения альбедо (отражения) гамма-излучения экспериментальных образцов,
где 1 - защитный свинцовый контейнер источника гамма-излучения ⁶⁰Co,
2 - детектирующие счетчики СБМ-20,
3 - исследуемые образцы (экспериментальный и эталонный),
4 - капсула детектирующих счетчиков,
5 - крышка капсулы счетчиков,
6 - свинцовая биологическая защита - фиксатор,
7 - свинцовый экран - коллиматор.

Фиг. 4. Экспериментальная зависимость изменения пропускания экспериментального образца с изменением энергии, накопленной в образце за время его облучения.

Для доказательства возможности реализации заявляемого способа - повышения эффективных сечений взаимодействия фотонов с атомами экранирующего вещества при воздействии на него внешних полей, были проведены следующие измерения.

1. Особенности экспериментальной методики и проведение измерений на измерительном стенде
Рассмотрим среды, прозрачные для фотонов видимого диапазона при толщинах 1 ≥ 1 см. Прозрачными будем считать среды, для которых пропускание τ фотонов оптического диапазона - не менее τ ≈ 50% или τ ≥ 50% (τ ≥ 0,5) на длине L > 1 см. Для перевода атомов прозрачных твердотельных сред в возбужденные состояния можно воздействовать на них потоками фотонов с энергией E_ф ≈ 3 эВ. Фотоны с энергией E_ф ≈ 3 эВ соответствуют видимому оптическому диапазону с длиной волны λ ≈ 400 нм. В атомах (и молекулах) многих твердотельных сред электронные переходы из основного состояния в нижние возбужденные состояния происходят в энергетическом диапазоне E_B ≤ 2-5,5 эВ.

Рассмотрим твердотельную прозрачную среду (например, стекло), в которой основным компонентом является соединение SiO₂. Будем исходить из того, что в данной среде для полного экранирования фотонов, падающих на площадь в 1 см², необходимо "одновременно" возбудить N_a ≈ 10²² атомов (электронов). Количественные оценки показывают, что в этом случае при энергии фотонов накачки E_ф ≈ 3 эВ полная энергия накачки за время жизни атомов в возбужденных состояниях τ ≈ 10^-8 с должна составлять E_H ≥ 5•10⁵ МДж. Приведенное значение энергии является, практически, недостижимой величиной. Одним из возможных радикальных способов уменьшения энергии накачки для "одновременного" перевода атомов в возбужденные состояния в значительных объемах сред - выбор сред, в которых возбужденные атомы могут находиться в метастабильных состояниях: секунды и даже сотни секунд. Допустим, что в рассматриваемом выше примере время жизни атомов среды (стекла) в возбужденном состоянии τ_в ≈ 100 c. В этом случае полная энергия накачки за время жизни τ_в = 100 c составит E_H = 50 Дж. Мощность же накачки составит P_н = (E_н/τ_в) ≈ 0,5 Вт или P_H = 0,5 Вт•см^-2, т. к. мы рассматриваем поток фотонов, падающий на площадь S=1 см² среды. А это для практических целей - уже вполне приемлемая величина.

Оцененные значения мощности энергии накачки E_H ≈ 50 Дж в реальных (экспериментальных) условиях могут быть еще значительно "смягчены" в результате следующих "резервных" факторов:
1. Использование веществ (сред) с очень высокими значениями времени жизни атомов в метастабильных состояниях. Данный фактор может позволить уменьшить мощность энергии накачки в десятки раз. Ограничение сверху (в сторону увеличения времени жизни метастабильных состояний) может быть обусловлено особенностями практических условий.

2. Использование внешних источников накачки с длиной волны фотонов, обеспечивающих наиболее оптимальные значения сечений взаимодействия фотонов накачки со средами, как по величине сечений, так и по глубине проникновения в среду. В качестве источников накачки могут служить источники когерентного (лазеры) и некогерентного оптического излучений, а также рентгеновского и ядерного (электроны, фотоны, нейтроны и др.) излучений.

3. Использование веществ (сред) с такими характеристиками, которые позволяют эффективно использовать в качестве источника энергии накачки самоэкранируемое гамма-излучение (самонакачка). Широкий диапазон типов (реакций) взаимодействий экранируемого гамма-излучения с атомами сред (прямое возбуждение, возбуждение продуктами реакций, быстрая спектральная трансформация в энергетическую область, наиболее оптимальную для эффективного возбуждения среды) может позволить существенно улучшить энергетические условия по возбуждению атомов (молекул) экранирующих сред.

Для экспериментальной проверки выдвинутых предположений о возможности увеличения эффективных сечений взаимодействия фотонов (рентгеновского излучения, гамма-квантов, фотонов оптического диапазона) со средами был выполнен эксперимент на ускорителе электронов МИ-30 [4]. Энергию накачки обеспечивал пучок электронов с энергией E₀= 27 МэВ, падающий на алюминиевую мишень толщиной δ_Al = 40 мм. В качестве накачиваемой среды использованы образцы из оптических стекол, т.к. ряд оптических стекол характеризуется долгоживущими метастабильными состояниями в области оптических переходов после облучений интенсивными источниками ядерных излучений (электронами, гамма-квантами, нейтронами) [5].

Из вакуумного электроновода 1 (фиг. 1) электронного ускорителя МИ-30 через алюминиевую мембрану 4 толщиной δ = 0,4 мм пучок электронов диаметром d_e- ≈ 7 мм и с энергией электронов E₀=27 МэВ падает на тормозную алюминиевую мишень 2 толщиной δ_Al = 40 мм (10,8 г см^-2). За мишенью на расстоянии 1 = 120 мм установлен экспериментальный образец из оптического стекла толщиной δ_cт = 9,5 мм. Экспериментальный образец из оптического стекла облучался электронами, фотонами (гамма-квантами) и нейтронами (фотонейтронами), выходящими из тормозной мишени 2 в сторону экспериментального образца 3. Представленные на фиг. 2 расчетные спектры (фиг.2,а,б) и угловые распределения (фиг.2,в,г) потоков гамма-квантов и электронов, выходящих из мишени 2, рассчитаны методом Монте-Карло [6]. Средняя энергия гамма-квантов, выходящих из тормозной мишени, средняя энергия электронов Средняя энергия нейтронов (фотонейтронов) - = 1 - 1,5 МэВ. Эффективная площадь экспериментального образца 3, облучаемая тормозными гамма-квантами, составляет S_γ = 6,8 cм². Эффективная площадь экспериментального образца, облучаемая потоком электронов, выходящих из тормозной мишени 2, составляет ≈ 122 см². Средний ток пучка электронов, падающего на тормозную мишень 2, составлял Удельная энергия, поглощаемая экспериментальным образцом при падении на него тормозных гамма-квантов, составила P_γ ≈ 0,245 Дж•см^-2•с^-1. Энергия, поглощаемая экспериметальным образцом при падении на него электронов, вылетающих из алюминиевой мишени, составила ≈ 0,033 Дж•см^-2•с^-1. Экспериментальная методика заключалась в следующем. Были изготовлены два прямоугольных образца из оптического оконного стекла (состав - более 70% SiO₂ [7, стр. 103]) каждый толщиной δ_cт = 9,5 мм, имеющие размеры 55 х 85 мм²: экспериментальный и эталонный. Перед началом экспериментов в соответствии с геометрией, представленной на фиг. 3а, на образцах (экспериментальном и эталонном) были выполнены измерения пропусканий гамма-квантов T₀ от радионуклидного источника ⁶⁰Со. Радионуклидный, практически, "точечный" источник гамма-квантов ⁶⁰Со со средней энергией гамма-квантов (1,17 МэВ; 1,33 МэВ) размещали в защитном свинцовом контейнере 1. Между источником и детектирующими счетчиками 2 устанавливали исследуемые образцы 3. Детектирующие счетчики СБМ-20 являются счетчиками β- частиц, а при размещении их в капсуле 4 с алюминиевой крышкой 5 толщиной δ_Al = 2 мм выполняют функции детектирующих счетчиков гамма-квантов. Детектирующие счетчики 2 совместно с капсулой 4 входят в комплект радиометра КРАБ-2 [8], с помощью которого фиксировали уровни гамма-излучения у передней крышки 5 капсулы 4. Уровень активности у крышки 5 капсулы при установленном источнике ⁶⁰Со составлял А₀ = 2,5 мкр•с^-1. Радиационный фон в отсутствие источника ⁶⁰Со у передней крышки капсулы составлял А_фон 10^-3•A₀. Для жесткой фиксации контейнера 1 источника ⁶⁰Со, а следовательно, и жесткой фиксации положения источника ⁶⁰Со, со стороны задней стенки контейнера 1 был установлен свинцовый блок 6, служивший также и в качестве дополнительной биологической защиты.

Пропускания Т образцов определяли как отношение отсчетов с установленными образцами 3 (фиг. 3, а) и в их отсутствие. Оба образца (экспериментальный и эталонный) были идентичными по пропусканию Т, химическому составу и размерам. Экспериментальный образец устанавливали в позицию 3 (фиг. 1) за тормозной алюминиевой мишенью 2 и облучали тормозными гамма-квантами в течение t_обл = 10 мин = 600 с. При выборе длительности облучения t_обл = 600 с определяющими являлись следующие два фактора: с одной стороны, необходимость ввести в экспериментальный образец, по-возможности, как можно более высокий уровень энергии накачки для возбуждения электронных оболочек атомов; с другой стороны, обеспечить такой уровень активации экспериментального образца при облучении его излучениями, вылетающими из тормозной мишени, при котором активационный фон позволил бы уверенно оставаться в линейной области характеристик и показаний радиометра КРАБ-2. За время облучения t_обл = 600 с удельная энергия накачки, обусловленная взаимодействием гамма-квантов и электронов с экспериментальным образцом, составляла около E_H = E_эксп.≈170 Дж•см^-2 (P_н,эксп.≈ 0,28 Дж•см²•с^-1) (без учета энергии, вносимой фотонейтронами). Эффективность возбуждения оптических стекол в области оптических переходов атомов составляет η_опт = 0,1-1% [5]. Это означает, что энергия накачки для возбуждения в области оптических переходов с учетом η_опт = 0,1-1%, примерно на два десятичных порядка меньше оцененной выше минимально необходимой энергии накачки.

Перечисленные "резервные" факторы позволяли надеяться на положительный эффект по увеличению сечений взаимодействия гамма-квантов со средами, имеющими атомы в возбужденных состояниях, несмотря на первый взгляд на недостаточную энергию накачки E_H.

После облучения экспериментального образца в позиции 3 на ускорительной установке МИ-30 (фиг. 1) экспериментальный образец устанавливали в позицию 3 измерительного стенда (фиг. 3а) и выполняли серию отсчетов детектирующими счетчиками 2 радиометра КРАБ-2, с установленным в позиции 1 источником ⁶⁰Со и в отсутствие источника ⁶⁰Со. Контроль стабильности регистрирующего комплекса выполняли периодической заменой экспериментального образца эталонным (необлученным) с последующим измерением пропускания Т и сравнением его значений с начальным значением T₀ пропускания эталонного, а следовательно, и экспериментального образцов.

В результате описанной процедуры получены две экспериментальные функциональные зависимости (фиг. 4). Одна зависимость (кривая 2, f(t)) является фоном и характеризует спад активности, наведенной в экспериментальном образце совместным воздействием гамма-квантов, электронов и нейтронов, падающих на экспериментальный образец со стороны мишени 2 (фиг. 1). Другая функциональная зависимость (кривая 1, F(t)) является "эффект+фон" и заключает в себе данные об эффекте, отражающем изменение во времени экранирующих свойств экспериментального образца относительно гамма-квантов, вылетающих в сторону экспериментального образца из источника ⁶⁰Со (фиг. 3а). Разностная функциональная зависимость Ф(t) = F(t) - f(t) (кривая 3), нормированная на число отсчетов Ф₀(t) гамма-квантов источника ⁶⁰Со, получаемое в отсутствие экспериментального образца 3 (фиг. 3а), характеризует изменение пропускания T(t) = Ф(t)/Ф₀(t) экспериментального образца с изменением энергии, накопленной в образце за время его облучения на экспериментальном стенде (фиг. 1) и поддерживающей атомы в возбужденных состояниях. Еще до выполнения описываемых экспериментов в более ранних экспериментах неоднократно отмечалось, что наиболее заметное просветление или потемнение оптических образцов, окрашенных в результате облучения нейтронами, гамма-квантами и, особенно, быстрыми электронами, наблюдается в период наиболее интенсивного спада наведенной активности. Поэтому в описываемых здесь экспериментах спад наведенной активности в экспериментальном образце соотносится в значительной степени со спадом энергии накачки в результате снятия возбуждения атомов в оптическом диапазоне переходов квантовых систем, обеспечивающих снятие возбуждений атомов.

2. Результаты экспериментов
Полученные экспериментальные данные полностью подтвердили выдвинутые предположения о возможности увеличения сечений взаимодействия фотонов (рентгеновских лучей, гамма-квантов, фотонов оптического диапазона) со средами, атомы которых предварительно переведены в возбужденные состояния.

В соответствии с экспериментальными данными, представленными на фиг.4, по истечении времени t = 5 мин после прекращения облучения экспериментального образца радиационными излучениями, выходящими из тормозной мишени 2 (фиг. 1), ослабление гамма-квантов источника ⁶⁰Со составляет Т = Ф(t)/Ф₀(t) = 0,19. "Нулевое" (начальное) ослабление (пропускание) экспериментального образца (и эталонного), зафиксированное до начала процедур облучения, составляет Т₀ = 0,86. Т.о. даже после значительного снятия энергии возбуждения (в течение t = 5 мин) ослабление более чем в 4,5 раза ((Т₀/Т) ≈ 4,5) превышает ослабление экспериментального и эталонного образцов, атомы которых не находятся в возбужденном состоянии. Аналогичный параметр, полученный экстраполяцией функциональной зависимости T(t) = Ф(t)/Ф₀(t) к значению аргумента t = 0, имеет величину (Т₀/Т_экстр) = 12. При этом пропускание равно T_экстр = 0,07 (сравнить T₀ = 0,86). Это очень серьезные численные указания.

Для того, чтобы иметь представление о степени достоверности экспериментальных данных и, особенно, в части их экстраполированных значений, кратко проиллюстрируем методику обработки экспериментальных данных и характерные погрешности экспериментальных данных.

Прежде всего, экспериментальное фоновое распределение f(t) (кривая 2, фиг.4), характеризующее спад во времени активности, наведенной в экспериментальном образце 3 (фиг. 1; фиг.3), апроксимировалось полиномом 3-й степени (ln(f(t)) = at³ + bt² + с). При выборе апроксимирующего полинома критерием выбора служили значения сумм квадратичных "невязок" экспериментальных значений f(t) с соответствующими значениями аналитической функциональной зависимости. Независимо от процедуры полиномиальной апроксимации была выполнена процедура представления функциональной зависимости f(t) суммой экспонент [9] . Экспериментальное распределение f(t), представленное в виде суммы двух экспонент
(1)
практически полностью совпадает (за исключением значений f(t) при t = 0) с поведением (и значениями) f(t), являющейся результатом полиномиальной апроксимации. Расхождения нигде не превышают 0,5 - 1,0%, что, фактически, характеризует реальные погрешности значений экспериментального распределения f(t). В выражении (1) a₁ = 0,642; a₂ = 0,358 - "весовые" доли каждой из экспонент; Т'_1/2 = 180 с = 3 мин; Т''_1/2 = 726 с = 12,1 мин - периоды полураспадов компонент спада наведенной активности в образце. Представление экспериментальной фоновой зависимости f(t) в виде суммы экспонент (1) оказалось очень удобным для получения весьма достоверного экстраполированного значения f(t) при t = 0.

Задавшись экстраполированным значением и используя аналогичную полиномиальную апроксимирующую процедуру, что и в случае распределения f(t), легко было получить распределение F(t) с погрешностями значений F(t), также не превышающими 0,5 - 1,0%. При этом следует отметить, что любые разумные предположения о разности значений F(t) и f(t) при t = 0, вплоть до (F(t)-f(t)/Ф₀) = T₀, практически, не отражались на значениях F(t) при t ≥ 5 мин. Поэтому экстраполяция распределения Ф(t) (кривая 3) к значению не зависела от принятого экстраполированного значения распределения
Следует отметить, что при проведении экспериментов предпринимались все возможные меры для обеспечения максимальной надежности экспериментальных данных.

1. Прежде всего - многократность повторных экспериментов. Каждая экспериментальная серия повторялась не менее 5 - 6-ти раз.

2. Были выполнены эксперименты с источниками гамма-квантов, имеющими различные энергии гамма-квантов: от E_γ ≈ 100 кэB до E_γ ≈ 9 MэB.
3. Были использованы разные детекторы гамма-квантов.

4. Выполнены дополнительные повторные эксперименты со свинцовыми экранами, устанавливаемыми на пути потока гамма-квантов перед передней крышкой капсулы 4 детектирующих счетчиков 2 (фиг. 3а). Эксперименты выполнены с набором свинцовых экранов различной толщины.

5. Выполнены эксперименты с радиационно стойкими кварцевыми стеклами, имеющими более быстрый спад наведенной активности (стекло оптическое термостойкое, "13в", [7], стр.327, 328, т.т. 61, 62).

Результаты всех контрольных, проверочных и повторных экспериментов - полностью самосогласующиеся.

Особый интерес представляют экспериментальные результаты по последнему, 5-му пункту. В экспериментах по 5-му пункту была выполнена проверка утверждения о влиянии степени метастабильности возбужденных состояний атомов на эффективность использования энергии накачки для перевода, по-возможности, наибольшего числа атомов в возбужденные состояния за время их жизни в этих состояниях. Экспериментальным образцом служило радиационностойкое кварцевое стекло толщиной δ_кв = 8,5 мм и диаметром d_кв = 30 мм. Облучение образца и измерение спада наведенной активности выполняли по методике и в геометриях, аналогичных описанным выше. Облучение, как и в ранее описанном варианте, с экспериментальным образцом из обычного (оконного) оптического стекла выполняли за t_обл = 10 мин при дозе (поглощенной) облучения D > 3•10⁵ рад•см^-2. Самый "длинный" период спада наведенной активности зафиксирован равным T_1/2 = 2,3 мин = 138 с. Методика обработки экспериментальных данных и процедура повторных измерений была аналогичной описанной выше. Окончательный результат является впечатляющим. Даже экстраполяция экспериментальных распределений Ф(t) = F(t) - f(t) к значению аргумента t = 0 дает увеличение ослабления немногим более 1,5 раз. Измеренное начальное (до облучения) пропускание зафиксировано равным T₀ = 0,899; после облучения в области экстраполяции - T(t=0) = 0,509, т.е. (Т₀/Т) ≈ 1,77. Полученный эффект почти в 7 раз меньше аналогичного эффекта (сравнить (Т₀/Т) и ≈1,77 и (Т₀/Т)≈12), зафиксированного в варианте с более длительными метастабильными состояниями возбужденных атомов. После спада наведенной активности в течение t = 5 мин пропускание образца составляло Т = 0,77, т.е. увеличение ослабления составило всего 17% ((Т₀/Т) = 1,17). В то же время в варианте с более длительными метастабилями возбужденных атомов аналогичный параметр после спада активности в течение t = 5 мин составляет (Т₀/Т) = 4,5.

В заключение были выполнены эксперименты по определению изменения альбедо (отражения) гамма-квантов экспериментального образца после его облучения ядерными излучениями (энергетической накачки) на стенде МИ-30. Облучение экспериментального образца 3 выполнено на том же экспериментальном стенде электронного ускорителя, представленном на фиг. 1. Время облучения также составляло t_обл = 10 мин при той же поглощенной дозе D > 3•10⁵ рад•см^-2 (доза на поверхности образца (доза облучения) составляет D ≈ 6•10⁶ рад•см^-2). После облучения образец 3 (фиг.3,б) устанавливали под углом α = 45^o относительно оси защитного контейнера 1, в котором размещали источник гамма-квантов ⁶⁰Со. Поток гамма-квантов, отраженный от экспериментального образца 3 через отверстие диаметром d = 30 мм в защитном свинцовом экране 6, попадает на переднюю крышку капсулы 4 и регистрируется детектирующими счетчиками 2. Измерения выполняли в отсутствие экспериментального образца 3 - фоновые измерения, и с экспериментальным образцом 3 - "эффект+фоновые" измерения. В измерениях, выполненных с экспериментальным и эталонным образцами до облучения экспериментального образца 3 ядерными излучениями (фиг. 1), с точностью до погрешностей в измерениях не зафиксировано никакого потока гамма-квантов от образцов, отраженного в сторону детектирующих счетчиков. Погрешность измерений не более 1 - 1,5%. Измерениями на экспериментальном измерительном стенде (фиг.3,б), выполненными после облучения, зафиксировано существенное превышение гамма-излучения над уровнем фонового гамма-излучения. Так, после спада наведенной активности в течение t = 5 мин это превышение составляет около 30%, т.е. (N_эф+фон/N_фон) = 1,3, где N - число отсчетов счетчика. Если альбедо до облучения образца принять равным значению погрешности, т. е. А = 0,015, то даже в этом случае увеличение альбедо (в геометрии фиг.3,б) составляет (А_об/А) = 20 раз.

Таким образом возможность существенного увеличения эффективных сечений взаимодействия фотонов рентгеновского, гамма- квантового и оптического диапазонов со средами, атомы которых переведены в возбужденные состояния, подтверждено экспериментально на примере взаимодействия со средами гамма-квантов, имеющих энергии E_γ ≈ 0,1-9 MэB.
1. Предварительные оценки, полученные по экспериментальным данным, показывают на возможность очень существенного увеличения полных и угловых (дважды дифференциальных) сечений взаимодействия гамма-квантов со средами. Так, в экспериментах с гамма-квантами от источника ⁶⁰Со на образцах из оптического стекла получено, примерно, 35-кратное увеличение полного сечения.

2. Открытые возможности существенного увеличения эффективных сечений взаимодействия фотонов со средами позволят резко увеличить экранирующие свойства сред и очень существенно уменьшить габариты и вес экранов (биологических защит, отражателей и др.) от проникающей радиации (фотонов), особенно на ядерных объектах.

3. Экспериментально проверены и подтверждены предложенные способы эффективной энергетической накачки сред для перевода атомов (и молекул) сред в возбужденные состояния.

4. Значительное увеличение эффективных сечений взаимодействия фотонов со средами позволит также создавать высокоэффективные коллиматоры и каналы, транспортирующие потоки фотонов на значительные расстояния, благодаря возможности реализации коллиматоров и каналов со стенками, практически полностью отражающими потоки фотонов.

5. Возможности, отмеченные в п.4, позволяют резко (на много порядков) увеличить удельную энергию и мощность потока фотонов, выходящие в единичный телесный угол или падающие на единичную площадь. Последнее может быть использовано в области фотонных (в частности, ракетных) двигателей, в качестве энергетических носителей высокоэнергетических фотонов (рентгеновского излучения и гамма-квантов).

Список использованных источников
1. Прайс В. Регистрация ядерного излучения. Пер. с англ. М.:Издательство Ин. лит., 1960.

2. Соколов А.А. Введение в квантовую электродинамику. М.: Госизд. физ. -мат. лит., 1958.

3. Цюлике Л. Квантовая химия. Т1. Пер. с немецкого. М.: Издательство "Мир", 1976.

4. Капица С.П., Мелехин В.Н. Микротрон. М.: Наука, 1969.

5. Бочвар И.А. и др. Метод дозиметрии ИКС. М.: Атомиздат, 1977.

6. Breismeister J. F. , "MCNP - A General Monte Carlo N - Particle Transport Code, Version 4A", LA-12625-M (1993).

7. Справочник. Стекло. Под ред. док-ра техн. наук, проф. Н.М.Павлушкина. М.: Стройиздат, 1973.

8. КРАБ-2. Техническое описание и инструкция по эксплуатации.

9. Тараско М.З., Шиманский А.А., Максютенко Б.П. О некоторых методах параметризации сложных кривых распада. Препринт ФЭИ-833. Обнинск, 1977.

Изобретение относится к способам защиты от проникающей радиации (фотонов) и может быть использовано при создании защитных экранов. Способ заключается в том, что на экранирующие фотоны вещества воздействуют внешним полем, например ядерным излучением, чтобы перевести его атомы и молекулы в возбужденные, в частности метастабильные, состояния. Технический результат состоит в том, что можно снизить габариты и вес экранов и защиты, так как можно значительно повысить эффективные сечения взаимодействия фотонов с атомами вещества. 2 з.п.ф-лы, 4 ил.

1. Способ защиты от фотонов рентгеновского излучения и гамма-излучения, включающий ослабление экранирующим веществом (средой) потока фотонов рентгеновского излучения и гамма-излучения в результате процессов фотоэлектрического поглощения, комптоновского рассеяния и образования пар, отличающийся тем, что на экранирующее вещество (среду) воздействуют внешними полями, способными переводить атомы и молекулы указанного вещества (среды) в возбужденные состояния. 2. Способ защиты по п.1, отличающийся тем, что используют экранирующее вещество (среду), атомы и молекулы которого под воздействием внешнего поля переходят в метастабильные возбужденные состояния. 3. Способ защиты по п.2, отличающийся тем, что используют экранирующее вещество (среду), параметры метастабильных состояний возбужденных атомов и молекул которого позволяют обеспечить возникновение в указанном веществе (среде) лавинообразно возрастающего во времени внешнего поля в результате воздействия на него экранируемых им фотонов.