Beginselen van de verdediging tegen nucleaire strijdmiddelen

Geldigheid:

t/m 18-02-2019

Status: Was geldig

Hoofdstuk 1 Inleiding

1. Begripsbepaling

Onder nucleaire oorlogvoering (nuclear warfare) wordt verstaan een gewapend conflict waarbij gebruik wordt gemaakt van kernwapens. Een kernwapen (nucleair wapen) is een wapen waarbij de explosie een gevolg is van het vrijkomen van kernenergie door kernsplijting, kernfusie of een combinatie hiervan. De uitwerking van een kernwapen is vele malen groter dan die van een conventioneel wapen, terwijl bovendien een deel van de energie vrijkomt in de vorm van kernstraling.
De explosieve kracht of beter het vermogen van een kernwapen wordt uitgedrukt in kilotonnen (kt) of megatonnen (Mt). Bij een kernwapen-explosie van 1 kt komt evenveel energie vrij als bij de explosie van duizend ton conventionele springstof trinitrotolueen (TNT).

2. Historie

De eerste kernwapens werden gedurende de Tweede Wereldoorlog ontwikkeld in de Verenigde Staten. Daarvoor was in het diepste geheim het ’Manhattan Project’ opgezet, aanvankelijk in Chicago en vanaf 1943 in Los Alamos (New Mexico). Nadat de oorlog in Europa in het voorjaar van 1945 was beëindigd, richtten de Verenigde Staten alle aandacht op de Pacific-oorlog tegen Japan.
In de verwachting dat het definitief verslaan van Japan nog lang zou duren en zeer grote offers zou vergen, besloot president Truman een kernwapen (splijtingswapen in de vorm van een vliegtuigbom) op 6 augustus 1945 tot explosie te laten brengen boven Hiroshima, drie dagen later gevolgd door een explosie boven Nagasaki. Het vermogen van deze kernwapens was respectievelijk 13 en 22 kt. Kort daarvoor op 16 juli 1945, had de eerste proefexplosie (10 kt) plaatsgevonden in de woestijn van Alamogordo.
Na de Tweede Wereldoorlog vroegen velen in de Verenigde Staten zich af of het kernwapen verder ontwikkeld moest worden, nu in Japan de enorme verwoestende uitwerking was gebleken. De uitkomst van die discussie werd mede bepaald door het feit dat de Sovjet Unie in 1949, veel eerder dan verwacht, haar eerste kernwapen tot explosie bracht. Binnen enkele jaren brachten beide mogendheden vervolgens een fusiewapen (waterstofbom) tot explosie (VS 1952, SU 1953).

Sinds de eerste proef in 1945 hebben ruim 1300 proefexplosies plaatsgevonden, aanvankelijk bovengronds, vanaf 1963 grotendeels ondergronds. Per jaar worden 30 à 40 kernproeven genomen. De zwaarste explosie vond in het begin van de jaren 60 plaats in de Sovjet Unie en had een vermogen van 58 Mt.
Het bezit van kernwapens bleef overigens niet het monopolie van de `grote twee’. Achtereenvolgens hebben Groot Brittannië (1952), Frankrijk (1960) en de Volksrepubliek China (1964) hun eerste proefexplosies tot stand gebracht. Ook in India vond in 1974 een kernexplosie plaats, waarvan overigens gesteld werd dat het om vreedzame toepassing van kernenergie ging en dat niet zou worden overgegaan tot militaire produktie. In het begin van de jaren 70 is in de NAVO gesproken over de wenselijkheid van miniaturisering van kernwapens. Door de verfijnde toepassing van het kernfusieproces zouden zeer kleine kernwapens kunnen worden geproduceerd. Deze `mininukes’ zouden ongeveer dezelfde effecten hebben als conventionele springstof en voor zeer beperkte doelen kunnen worden gebruikt. De produktie van dergelijke kleine wapens werd echter binnen de NAVO niet wenselijk geacht en heeft niet plaatsgevonden. Invoering van de `mininukes’ zou de atoomdrempel verlagen met alle risico’s van dien.
In 1976 en 1977 is in de NAVO gesproken over mogelijke invoering van het neutronenwapen, officieel aangeduid met ERRB (Enhanced Radiation Reduced Blast = verhoogde straling en verminderde druk).
Luchtdruk en hitte van het ERRB-wapen zijn relatief beperkt, de kernstraling daarentegen groter. Een ERRB-wapen van 1 kt geeft evenveel kernstraling als een standaardwapen van 10 kt.
In 1981 is in de Verenigde Staten besloten tot de produktie van het neutronenwapen, ook de Sovjet Unie is in staat dergelijke wapens te vervaardigen; het is niet bekend of al tot produktie is overgegaan. In Frankrijk is de ontwikkeling in een vergevorderd stadium; de mogelijkheid van produktie wordt nadrukkelijk opengelaten.

3. Wapensystemen

Er wordt onderscheid gemaakt tussen enerzijds kernladingen of kernkoppen (bijvoorbeeld een bom, raketlading, granaat) en anderzijds wapensystemen waarmee deze kunnen worden ingezet (bijvoorbeeld bommenwerpers, raketten, artilleriegeschut).

Operatie Upshot/Knothole, een test in 1953 van een nucleair artillerie projectiel op de Nevada Test Site (de foto laat een 280 mm geschut zien en de explosie).

Aanvankelijk lag de nadruk op overbrenging met vliegtuigen. Rond 1960 werden, zowel door de Verenigde Staten als de Sovjet Unie, op grote schaal raketsystemen ingevoerd. Aan het einde van de jaren 50 werd in de Verenigde Staten begonnen aan de ontwikkeling van intercontinentale raketten, die in de loop van de jaren 60 voor plaatsing gereed kwamen.
Ook in de Sovjet Unie kreeg de opbouw van een nucleaire macht grote prioriteit. In het midden van de jaren 50 werd zelfs een afzonderlijk krijgsmachtdeel gevormd, de ’Strategische Raketstrijdkrachten’.
In de jaren 70 is de precisie van de overbrengingsmiddelen sterk toegenomen. Deze precisie wordt aangeduid met ’Circular Error Probable’ (CEP). De CEP wordt gedefinieerd als de straal van een cirkel rond het doel waarbinnen de afgevuurde ladingen 50% kans hebben terecht te komen. Naar wordt aangenomen beschikken de nauwkeurigste intercontinentale raketten over een CEP van 200 meter: de helft van de ladingen komt neer op een afstand van 200 meter of minder van het gekozen doel.
Ook zijn in de Verenigde Staten en de Sovjet Unie raketten geïntroduceerd of bestaande systemen aangepast die meerdere kernladingen tegelijk vervoeren. Iedere lading kan op een apart doel worden gericht. Het betreft hier de zogenoemde Multiple Independently Targetable Re-entry Vehicle (MIRV)-systemen. In ontwikkeling is het Manoeuvring Re-entry Vehicle (MARY)-systeem, waarbij kernladingen niet alleen op verschillende doelen zijn gericht, maar ook onderweg afzonderlijk kunnen worden bijgestuurd om een zo groot mogelijke trefkans te garanderen. Door de toegenomen nauwkeurigheid kan in het algemeen worden volstaan met kernladingen met een geringer vermogen dan voorheen.

4. Strategisch en tactisch gebruik

Kernwapens worden gewoonlijk onderverdeeld in strategische en tactische kernwapens.
Het is echter niet zozeer de aard van het wapen als wel het mogelijke gebruik ervan dat als strategisch of tactisch kan worden aangemerkt. Het is daarom juister te spreken van het strategisch of tactisch gebruik van kernwapens. In de krijgskunde is in de klassieke betekenis de strategie gericht op het winnen van de oorlog, terwijl de tactiek zich toelegt op het winnen van veld- en zeeslagen. Strategie betreft het lange-termijnbeleid, terwijl tactiek korte-termijn beslissingen behelst (die overigens wel binnen de strategie moeten passen). Het begrip strategie is dus omvangrijker, meer op de uiteindelijke doelstellingen gericht dan tactiek. M.b.t. kernbewapening kan worden gesteld dat in het algemeen strategische wapens een groter vermogen en een groter bereik hebben. Zij zijn gericht tegen steden, industrieën, militaire reserves of de strategische vergeldingsmacht van de tegenstanders. Tactische kernwapensystemen zijn in deze redenering bestemd om in een bepaald gebied te worden ingezet tegen militaire doelen en hebben doorgaans een geringer wapenvermogen en een korter afstandsbereik.
De NAVO-strategie van ’flexibility in response’ houdt in dat in geval van een gewapend conflict de NAVO een scala van mogelijke antwoorden ter beschikking staat, waaruit afhankelijk van de aard en het verloop van het conflict kan worden gekozen. Er kan onderscheid worden gemaakt in drie niveaus:

• de rechtstreekse verdediging beoogt een aanval af te slaan op het niveau waarop agressie is gepleegd door aanwending van conventionele en - in geval van een aanval met kernwapens en na verkregen toestemming - nucleaire gevechtskracht;
• de weloverwogen escalatie beoogt een uitbreiding van omvang en intensiteit van de reactie teneinde de tegenstander duidelijk te maken dat hij onaanvaardbare risico’s loopt als hij zijn agressie doorzet. Deze escalatie kan betekenen dat de NAVO als eerste overgaat tot de inzet van kernwapens. Deze beperkte inzet heeft tot doel beëindiging van het conflict op een zo laag mogelijk geweldsniveau, teneinde een meer massale inzet van kernwapens te voorkomen.
• de massale inzet van kernwapens; deze uiterste mogelijkheid om te komen tot conflictbeëindiging moet de tegenstander zodanige schade toebrengen dat hij niet meer in staat is zijn aanval voort te zetten en hem zijn wil om verder oorlog te voeren wordt ontnomen. Bij deze inzet worden ook de strategische wapens gebruikt.

Deze NAVO-strategie heeft als doelstelling het handhaven van vrede en het zorgen voor veiligheid op het grondgebied van de NAVO-partners. Deze doelstelling wordt ondermeer nagestreefd door een geloofwaardige afschrikking. De inzet van kernwapens door de NAVO behoeft politieke goedkeuring en is primair gericht op de politieke doelstelling.
 

Hoofdstuk 2 Inleiding in de kernfysica

1. Moleculen, elementen en atomen

Moleculen zijn de kleinste bouwstenen van een bepaalde stof, die de kenmerkende chemische samenstelling en fysische en chemische eigenschappen van die stof hebben. Deze moleculen zijn over het algemeen weer opgebouwd uit een aantal basisstoffen, die elementen genoemd worden. Zo zijn er meer dan 100 verschillende elementen bekend, b.v. waterstof, zuurstof, ijzer, silicium, zilver, wolfraam, lood en uranium. Wanneer er meer dan één element in een molecuul aanwezig is, spreekt men van een verbinding, b.v. ijzeroxide (ijzer en zuurstof), loodsulfaat (lood, zwavel en zuurstof) en natriumchloride (natrium en chloor).
De kleinste bouwsteen van een element die nog dezelfde eigenschappen heeft als het element, wordt atoom genoemd (atomos (Gr.)= ondeelbaar). Atomen zijn zeer klein en hebben diameters in de orde van 10^-10 meter.

2. De opbouw van een atoom

In tegenstelling tot de Griekse betekenis van het woord atoom, zijn atomen op te delen in afzonderlijke bouwstenen. Hierbij gaan de karakteristieke eigenschappen van het betreffende element verloren.
Men kan zich het atoom voorstellen als een miniatuur zonnestelsel.
De centrale kern wordt omgeven door er omheen wentelende elektronen. Een elektron (symbool: e) heeft een éénwaardig negatieve elektrische lading. De kern is op gebouwd uit de kerndeeltjes (ook wel nucleonen genoemd), te weten protonen en neutronen.
Een proton (symbool: p) is een éénwaardig positief elektrisch geladen deeltje met een massa, die ongeveer 1845 maal zo groot is als die van een elektron.
Een neutron (symbool: n) is een ongeladen, d.w.z. elektrisch neutraal, deeltje met een massa nagenoeg gelijk aan die van het proton.
Door de wisselwerking tussen de positief geladen kern en de negatief geladen elektronen zullen deze zich in elliptische en ook cirkelvormige banen rond de kern bewegen. Deze vaste banen hebben voor ieder element karakteristieke afstanden tot de kern. De binnenste elektronenbaan wordt de K-baan of K-schil genoemd, de tweede de L-schil, enz. Het maximale aantal elektronen in de K, L, M en N-schil bedraagt resp. 2, 8, 18 en 32.
De kern heeft een diameter in de grootte-orde van 10^-14 m. De atomen zijn dus voor het grootste gedeelte `leeg’, d.w.z. vacuum en hebben de grootste massa in de kern. Het aantal elektronen dat rond de kern wentelt is voor ieder element karakteristiek, hetgeen wordt veroorzaakt door het aantal protonen in de kern.
Bij een neutraal atoom is het aantal elektronen gelijk aan het aantal protonen in de kern.

Figuur 2.1 Voorbeelden van de opbouw van een atoom

3. Isotopen, isobaren, nucliden

De chemische eigenschappen van een element worden bepaald door het aantal protonen in de kern van het atoom; dit aantal wordt het atoomnummer (symbool: Z) van het element genoemd. Dit atoomnummer is tevens gelijk aan het aantal elektronen rond de kern van het elektrisch neutrale atoom. De som van het aantal protonen (Z) en neutronen (N) wordt het massagetal (A) genoemd: A=Z+N.
Het aantal neutronen in de kern is niet altijd voor alle atomen van eenzelfde element gelijk; anders gezegd er blijken onderling verschillende atomen van eenzelfde element te kunnen bestaan. Deze hebben dan hetzelfde atoomnummer, maar een verschillend massagetal. Dergelijke atoomsoorten met gelijke waarde voor Z en verschillende waarden voor A worden isotopen genoemd.
De verschillende elementen hebben allemaal een naam en een symbool (een verkorte schrijfwijze van de naam). Een lijst van alle elementen wordt gegeven in figuur 2.25. Bij een bepaald atoomnummer Z behoort dus een chemisch symbool X.

Om de diverse isotopen te kunnen noteren wordt gebruik gemaakt van de volgende schrijfwijze: ^A_ZX

Noot van de redactie:
De hier gebruikte schrijfwijze is niet geheel juist, de A en de Z horen onder elkaar te staan. Dit zou echter betekenen dat we overal plaatjes van moeten maken. Veel werk, waarvan het nut niet aanwijsbaar is. We gebruiken dus super- en subschrift, waardoor de getallen iets schuin staan.

Nu kan het ook voorkomen dat van twee elementen X en Y het massagetal A gelijk is, maar dat het aantal protonen verschilt: ^A_ZxX en ^A_ZyX
In een dergelijk geval spreekt men van isobaren. Isobaren behoren dus altijd tot verschillende elementen; isotopen behoren tot één element. Een algemene benaming voor dergelijke kernsoorten is het begrip nuclide. Nucliden van eenzelfde element zijn isotopen van elkaar, nucliden met eenzelfde massagetal zijn isobaren van elkaar.
Voorbeelden van nucliden zijn:

• uranium ²³⁵₉₂U
• koolstof ¹²₆C
• gallium ⁷¹₄₀Ga

Vaak wordt de Z weggelaten, omdat het element al éénduidig is aangegeven door de X en zodoende ook de Z al wordt gegeven:

• uranium ²³⁵U
• koolstof ¹⁶C
• gallium ⁷¹Ga

Het begrip isotoop kan dan worden duidelijk gemaakt door:

een isotoop van ²³⁵U (²³⁵₉₂U) is b.v. ²³⁶U of ²³⁸U (resp. ²³⁶₉₂U en ²³⁸₉₂U)

Het begrip isobaar wordt dan verduidelijkt door:

een isobaar ²³⁵U (²³⁵₉₂U) is b.v. ²³⁵Np of ²³⁵Pu (resp. ²³⁵₉₃Np en ²³⁸₉₂Pu).

Tevens wordt hiermee de notatie X verduidelijkt. In teksten wordt de notatie X vaak geschreven als X-A (dit in verband met regelafstanden), bijvoorbeeld U-235. Het aantal neutronen en protonen is bij de in de natuur voorkomende nucliden niet willekeurig. Bij de lagere atoomnummers zijn er meer neutronen in de kern (ongeveer 1,5 keer zoveel als protonen). De nucliden met een te grote of te kleine n/p verhouding zijn instabiel en zullen via het uitzenden van positief of negatief geladen deeltjes trachten in een meer stabiele toestand over te gaan. Dit uitzenden van geladen deeltjes is een vorm van radioactiviteit.
De in de natuur voorkomende stabiele nucliden zijn aangegeven in de stabiliteitscurve (zie fig. 2.2).

Figuur 2.2 Stabiliteitscurve

4. Bindingsenergieën van kerndeeltjes; massadefect

Kerndeeltjes worden bij elkaar gehouden door kernkrachten, zodat energie nodig is om de deeltjes uit elkaar te trekken. Dit houdt tevens in dat er energie vrijkomt als de deeltjes worden samengevoegd. Deze benodigde (of vrijkomende) energie wordt de bindingsenergie E van het betreffende deeltje genoemd. Het blijkt dat van een atoom de massa van de kern kleiner is dan de som van de massa van de afzonderlijke deeltjes.
Dit wordt het massadefect genoemd. De verklaring ligt in het feit dat massa en energie aan elkaar gerelateerd zijn volgens de bekende formule van Einstein: E = mc² (E is de energie, m is de massa en c is de lichtsnelheid). Het kan hierdoor gezien worden alsof een deel van de massa bij het samenvoegen omgezet wordt in energie (bindingsenergie), die dan vrijkomt. Bij het uit elkaar halen van de kern moet dus minstens dezelfde hoeveelheid energie worden toegevoegd.

De massa van deeltjes wordt uitgedrukt in amu (atomic mass unit), die gelijk is aan 1/12 van de massa van het C-12 atoom. De energie van deeltjes wordt in de kernfysica uitgedrukt in elektronvolt (eV). De eV is gedefinieerd als de energietoename van een elektron dat een spanningsverschil van 1 V doorloopt. Met behulp van de massa-energie
relatie van Einstein is dan de relatie tussen de amu en de energie te bepalen: 1 amu = 931,5 x 106 eV = 1,6605 x 10^-27kg. De massa van het proton is 1,0073 amu = 938,3 x 106 eV en van het neutron 1,0087 amu = 939,6 x 10⁶ eV.
Het elektron is hierbij vergeleken erg licht: 5,4859 x 10^-4 amu = 511 x 10³ eV.
Met gegevens over de massa van het proton, de neutron en de massa van de C-12 kern, kan de gemiddelde bindingsenergie van een kerndeeltje worden bepaald:

massa 6 protonen = 6,0437 amu
massa 6 neutronen = 6,0520 amu
massa 6 elektronen = 0,0033 amu
totaal =12,0990 amu
massa C-12 atoom = 12,0000 amu (per definitie!)
massadefect = 0,0990 amu = 92,2 x 10⁶ eV = 92,2 MeV.
Voor het C-12 atoom is de totale bindingsenergie dus 92,2 MeV en de gemiddelde bindingsenergie per deeltje 7,7 MeV.

Uit figuur 2.3 blijkt dat de bindingsenergie per deeltje afhankelijk is van het massagetal van het beschouwde atoom. Onder de bindingsenergie wordt nl. verstaan de energie die vrijkomt wanneer een kern uit de afzonderlijke kerndeeltjes wordt samengesteld. Des te groter de waarde per kerndeeltje des te lager is het energieniveau van de gevormde kern en des te stabieler is de kern. Uit deze figuur blijkt tevens dat energie verkregen kan worden zowel uit fusie van lichte atoomkernen als uit splijting van zware atoomkernen. Het maximum in de bindingsenergie voor kernen met een massagetal van ongeveer 60 suggereert dat alle lichtere en zwaardere atomen spontaan door fusie of splijting over zullen gaan naar atomen met een massagetal dichtbij 60. Deze voorkeur heeft echter alleen een rol gespeeld tijdens het ontstaan van de aardmaterie, hetgeen blijkt uit het hoge gehalte aan Fe en Ni van de aarde (resp. 34,6 en 2,4%). Voor kernovergangen van de meeste natuurlijke nucliden bestaat echter een zo hoge energie barrière, dat deze overgang onder aardse omstandigheden niet spontaan plaatsvindt. Zelfs voor het `gemakkelijk’ fuserende tritium moet eerst energie toegevoegd worden tot de temperatuur 10⁷ °C bedraagt voor fusie plaatsvindt.

Figuur 2.3 Gemiddelde bindingsenergie per kerndeeltje als functie van het massagetal van stabiele nucliden

Voor enkele natuurlijke nucliden en bijna alle kunstmatige nucliden is de energiebarrière zo laag dat deze nucliden niet stabiel zijn, maar spontaan een kernovergang kunnen ondergaan (verval of desintegratie). De bij de kernovergang van deze zogenaamde radioactieve nucliden vrijkomende energie kan berekend worden uit de massabalans van de betreffende overgang (zie voorgaand voorbeeld).

5. Radioactiviteit

Aan het einde van de vorige paragraaf is al gesproken over spontane kernovergangen, d.w.z. de betreffende kern is instabiel. Deze instabiliteit komt voort uit het feit dat er een teveel aan energie in de kern aanwezig is. Dit teveel aan energie kan de kern kwijtraken door het uitzenden van ioniserende straling. Hierbij gaan over het algemeen kerndeeltjes in elkaar over, waardoor er bij elke kernovergang een ander nuclide ontstaat. Dit proces dat zich doorzet totdat een stabiel element is ontstaan, wordt radioactiviteit genoemd (het spontaan desintegreren van de kern).
De halfwaardetijd (T_1/2) van een nuclide is gedefinieerd als de tijd waarin de helft van de aanwezige kernen vervalt. Deze halfwaardetijd kan, afhankelijk van het nuclide, variëren van een fractie van een seconde tot miljoenen jaren.

Figuur 2.4 Voorbeelden van halfwaardetijd

De activiteit van een hoeveelheid radioactieve stof wordt opgegeven in becquerel (Bq). Eén Bq is gelijk aan één desintegratie per seconde. De oude eenheid is de curie (Ci), die gelijk is aan 3,7 x 10¹⁰ Bq. De curie was gebaseerd op de activiteit van 1 gram radium-226.
Wanneer men de activiteit van een hoeveelheid stof op een gegeven moment kent, dan is met behulp van de halfwaardetijd de activiteit op een later tijdstip uit te rekenen. De activiteit A(t) op het tijdstip t kan worden berekend met de formule: A(t) = A(0).2^-(t/T½) waarin: A(0) : de activiteit in becquerel op tijdstip t = 0.
T½ : de halfwaardetijd van het betreffende nuclide in dezelfde tijdseenheid als t.
Een voorbeeld:
Gegeven : Op een bepaald moment is de activiteit van een Co-60 bron 3,7 x 10⁶Bq (0,1 mCi).
De halfwaardetijd van Co-60 is 5,27 jaar.
Gevraagd : de activiteit na 1 jaar.
Oplossing : A(t) = A(0).2^-(t/T½)
A(1) = 3,7 x 10⁶ x 2^-(1/5,27)
Activiteit na 1 jaar is: A(1) = 3,7 x 10⁶ x 0,877 = 3,24 x 10⁶Bq. Dit betekent dus een activiteitsvermindering van slechts 12,5% na 1 jaar.
In het bovengenoemde voorbeeld vervalt het Co-60 (moedernuclide) naar het stabiele Ni-60 (dochternuclide). Er is hier sprake van een enkelvoudig verval. Het is ook mogelijk dat een moedernuclide vervalt naar een instabiel (r.a.) dochternuclide. Dit zal eveneens vervallen volgens de voor dit dochternuclide geldende halfwaardetijd. Er is dan sprake
van meervoudig verval. De verandering van de totale activiteit is dan afhankelijk van beide halfwaardetijden.

6. Vervalprocessen

a. Algemeen Het vervalproces kan plaatsvinden o.a. via:

• alfa (α) emissie
• beta (β) emissie
• gamma (y) emissie
• spontane splijting
• geïnduceerde splijting.

b. Alfa-emissie
Bij α-emissie wordt een ’kale’ helium-kern uitgezonden; `kaal’ wil zeggen: zonder elektronen. De ontbrekende elektronen worden snel uit de omgeving ingevangen, omdat er
overal wel vrije elektronen zijn.
Bij α-emissie neemt het aantal protonen van het moedernuclide met 2 en het massagetal met 4 af. De vrijkomende energie wordt aan het α-deeltje overgedragen. Er treden slechts bepaalde vaste alfa-energieën op, die kenmerkend zijn voor het radioactieve nuclide.
Voorbeelden van α-verval worden gegeven in figuur 2.5.

Figuur 2.5 Voorbeelden van α-verval

c. Beta-emissie
Bij β-emissie treedt er in de kern een verandering op waarbij een andere nuclide ontstaat. Er kan onderscheid worden gemaakt tussen β^- en β⁺-emissie. Bij β^--emissie wordt een neutron omgezet in een proton (er zijn teveel neutronen in de kern aanwezig), waarbij een elektron wordt uitgezonden. Bij β⁺-emissie wordt in de kern een proton omgezet in een neutron, terwijl een positief geladen elektron (positron) wordt uitgezonden.

Bij dit verval komt een spectrum van B-energieën voor met een voor elk nuclide kenmerkende maximale energie (zie figuur 2.6).

Figuur 2.6 Een ergiespectrum bij β-emissie

In feite wordt naast een -deeltje nog een hoogenergetisch deeltje uitgezonden met een massa nul en zonder lading.
Bij β^--emissie is dit een antineutrino en bij β⁺-emissie een neutrino.
De kans op interactie van het neutrino met materie is zeer klein (de halfwaardedikte van lood voor neutrino’s is meer dan een lichtjaar. 1 Lichtjaar is de afstand die licht in een jaar aflegt en is ongeveer 9,5 x 10¹²km).
De bij het verval vrijkomende energie wordt opgedeeld tussen het β-deeltje en het (anti)neutrino. Hierdoor is het energiespectrum van het elektron een zogenaamd continu-spectrum. In figuur 2.7 zijn gegevens van enkele bekende 13-emitters samengevat.

Figuur 2.7 Voorbeelden van β-verval

d. Gamma-emissie
Na α- of β-verval verkeert de kern vaak in een aangeslagen toestand, d.w.z. een toestand met een teveel aan energie. Stabilisatie vindt plaats door uitzending van gammastraling. Gammastraling is een vorm van elektromagnetische straling, net zoals röntgenstraling.
Men spreekt van gammastraling als de straling vrijkomt bij veranderingen binnen de atoomkern, van röntgenstraling als de straling vrijkomt bij overgangen van een elektron van de ene baan naar de andere.
De overgang van een aangeslagen toestand naar de grondtoestand kan in één, maar dikwijls ook in meerdere stappen plaatsvinden (via tussengelegen aangeslagen toestanden). Het gammaspectrum is daardoor karakteristiek voor een bepaald nuclide, zodat uit meting van het gammaspectrum bepaald kan worden om welk nuclide het gaat. Ook is het zo mogelijk om de samenstelling van een mengsel te bepalen.

Een voorbeeld is: 6027Co ⁶⁰₂₈Ni + β^- + y

De aangeslagen toestand van een kern heeft over het algemeen een zeer korte levensduur (10^-12 - 10^-6 sec). Soms duurt het echter langer, tot wel enkele jaren. Indien een aangeslagen toestand een levensduur heeft langer dan 10^-6 sec., spreekt men van een metastabiele toestand. Dit wordt aangeduid met de letter m achter het massagetal, b.v. ^99m₄₃Tc met een halfwaardetijd van 6 uur. De overgang naar een lagere energietoestand (meestal de grondtoestand) wordt dan een isomere overgang genoemd:

^99m ₄₃Tc ^99m₄₃Tc + y

Enkele v -emitters zijn in figuur 2.8 vermeld.

Figuur 2.8 Voorbeelden van enkele Y-emitters

Figuur 2.9 Voorbeelden van vervalschema’s

e. Spontane splijting
Bij enkele zeer zware elementen treedt spontane splijting op, waarbij de kern uiteenvalt in twee brokstukken met resp. ongeveer 100 en 140 deeltjes. Daarbij komen ook ongeveer 2 à 3 neutronen vrij. De vrijkomende energie wordt verdeeld over de neutronen en de splijtingsprodukten (en wel omgekeerd evenredig met de massa). Doordat er bij zeer zware elementen een hoge n/p verhouding is, zullen bij splijting de splijtingsprodukten over het algemeen een teveel aan neutronen hebben, waardoor de splijtingsprodukten radioactief zullen zijn (β^--emitters).
Meestal is spontane splijting een concurrerend proces voor α-emissie. Enkele nucliden waarbij spontane splijting optreedt zijn gegeven in figuur 2.10.

Figuur 2.10 Nucliden waarbij spontane splijting optreedt

f. Geïnduceerde splijting Naast spontane splijting is ook geïnduceerde splijting mogelijk door beschieting van zware kernen met neutronen. Van belang zijn in dit kader vooral de splijtstoffen U-235, U-238 en Pu-239. De beide uranium isotopen zijn in de natuur voorkomende radioactieve nucliden. Natuurlijk uranium bestaat voor ongeveer 99% uit U-238 en ongeveer 0,7% uit U-235. Het overige deel is U-234. Belangrijk voor splijtingsreacties is de energie van de gebruikte neutronen (zie figuur 2.11).

Figuur 2.11 Neutronen-energieën

Wordt U-235 getroffen door neutronen, dan kan splijting van de kern in ongeveer twee gelijke delen hiervan het gevolg zijn:

Figuur 2.12 Geinduceerde splijting van een uraankern

Formule behorende bij figuur 2.12

Deze splijting kan zowel optreden door snelle, langzame en thermische neutronen. Het U-238 is op deze manier slechts splijtbaar met snelle neutronen. Het blijkt uit bovenstaande splijtingsreactie dat er zeer veel splijtingsprodukten mogelijk zijn.
Een belangrijk aspect van de bovengenoemde splijting is dat de reactie door 1 neutron op gang wordt gebracht en daarbij ongeveer 3 neutronen vrijgeeft. Deze vrijkomende neutronen worden splijtingsneutronen genoemd. De splijtingsneutronen hebben energieën tot ongeveer 10 MeV en zijn dus snelle neutronen. Deze splijtingsneutronen kunnen op hun beurt ook weer splijting veroorzaken en zodoende een kettingreactie op gang brengen. Wordt U-238 getroffen door neutronen met energieën lager dan 1,5 MeV, dan is de kans op splijting vrijwel nul. De kans op invangen, d.w.z. het neutron blijft in de kern, neemt dan sterk toe. Door het invangen van neutronen wordt het U-238 omgezet in U-239, dat met een halfwaarde tijd van ca. 23 minuten vervalt naar Np-239. Dit neptunium is ook weer radioactief en vervalt met een halfwaardetijd van ongeveer 2,36 dagen naar Pu-239 ( α-straler) met een halfwaardetijd van ruim 24400 jaar. Het Pu-239 is zowel door langzame als snelle neutronen te splijten en is daarom ook als splijtstof bruikbaar.
Doordat de splijtstoffen elementen zijn met een hoog massagetal A, zal de n/p-verhouding ongeveer 1,5 bedragen. De splijtingsprodukten zijn echter middelzware kernen die in stabiele vorm een n/p-verhouding van ongeveer 1,2 hebben. Doordat zij uit de kernen met een hogere n/p-verhouding zijn ontstaan zullen de splijtingsprodukten (ondanks de  vrijkomende neutronen) een neutronen-overschot hebben, dat wordt opgeheven door het uitzenden van beta-straling, waarbij tevens Y-straling zal vrijkomen.

7. Wisselwerking van ioniserende straling met materie

a. Algemeen
De interactie van ioniserende straling en materie kan op twee belangrijke manieren plaatsvinden, nl. absorptie en verstrooiing. In beide gevallen treedt energie-overdracht op. Deze energie-overdracht vindt plaats door excitatie of ionisatie van de atomen. Bij excitatie wordt zoveel energie overgedragen, dat een elektron in het atoom naar een hoger energieniveau wordt gebracht. Het geëxciteerde elektron zal terugvallen naar zijn oorspronkelijke energieniveau onder uitzending van röntgenstraling, zichtbaar licht, of door energie over te dragen aan andere atomen of moleculen.
Bij ionisatie is de overgedragen energie zo groot dat een elektron uit het atoom of molecuul wordt verwijderd, waardoor een ionenpaar ontstaat.

b. Alfa-straling
Omdat de alfa-deeltjes positief geladen zware deeltjes zijn, is de interactiekans met materie erg groot. Het ionisatiespoor is kort omdat de ionisatiedichtheid zeer groot is. Pas tegen het einde van zijn baan, als de energie van het alfa-deeltje beneden de 500 keV is gedaald, zal het alfa-deeltje een elektron uit de omgeving opnemen, vrijwel direct gevolgd door een tweede elektron, waardoor het alfa-deeltje een neutraal heliumatoom wordt. De dracht (maximale reikwijdte) van een alfa-deeltje is erg klein, n.l. enkele tienden van millimeters in menselijk weefsel en enkele centimeters in lucht.

c. Beta-straling
Bij energie-overdracht van beta-deeltjes aan materie spelen twee effecten een belangrijke rol, n.l. in-elastische botsingen en emissie van remstraling.

(1) In-elastische botsingen
Het grootste gedeelte van de energie van beta-straling wordt afgegeven in botsingen met elektronen, hetgeen ionisatie ten gevolge heeft (zie figuur 2.13). De bij de ionisaties vrijgemaakte secundaire elektronen hebben meestal een zo hoge energie dat zij op hun beurt weer enkele ionisaties en excitaties kunnen veroorzaken. Elastische botsingen zijn botsingen waarbij de totale kinetische energie voor en na de botsing even groot is. Een voorbeeld hiervan is de botsing van twee biljartballen. In-elastische botsingen zijn botsingen waarbij een deel van de kinetische energie wordt omgezet in een andere vorm van energie. In dit verband wordt de energie gebruikt om de bindingsenergie van het elektron te overwinnen. Omdat de massa en de lading van een β-deeltje kleiner zijn dan die van een α-deeltje is de ionisatiedichtheid van β-straling bij alle energieën een factor 10 tot 1000 lager dan de ionisatiedichtheid van α-straling. Dientengevolge is het ionisatiespoor van een β-deeltje langer dan dat van een α-deeltje.

Figuur 2.13 Ionisatie t.g.v. in-elastische botsingen

(2) Remstraling
Wanneer een β-deeltje dicht langs een atoomkern passeert wordt het afgebogen in het elektrisch veld van de kern en afgeremd. De daarbij verloren kinetische energie van het β-deeltje wordt als röntgenstraling uitgezonden. Omdat het hier gaat om een afremming van de elektronen, wordt deze straling remstraling genoemd (zie figuur 2.14).

Figuur 2.14 Het ontstaan van remstraling

Naarmate de Z van het materiaal, waarmee het beta-deeltje in wisselwerking treedt, groter is (dus de kern een grotere positieve lading heeft), zal er een sterkere afbuiging plaatsvinden en de energie-afgifte in de vorm van remstraling toenemen.
Het energiespectrum van de remstraling is continu en de maximale energie is gelijk aan de energie van de invallende elektronen.
Omdat de overdracht van energie vooral via in-elastische botsingen verloopt, is deze absorptie bepaald door het aantal elektronen dat per hoeveelheid gewicht in het absorberende materiaal (absorber) aanwezig is en daardoor afhankelijk van Z/A. Wordt de dikte van de absorber uitgedrukt in het produkt van de dikte (cm) en dichtheid (g/m³), dan blijkt de absorptie-effectiviteit vrijwel materiaal-onafhankelijk te zijn.
De dracht van beta-straling is dan afhankelijk van de maximale energie van de beschouwde beta-straling en wordt gegeven in g/m³ en kan met de volgende vuistregel goed worden benaderd:
R = 0,5 E
Hierbij is E de maximale energie in MeV en R de dracht in g/cm 1. Deze dracht is voor aluminium en koper in figuur 2.15 uitgezet.

Figuur 2.15 Dracht van mono-energetische elektronen in aluminium en koper

Bij β-straling (positron-straling) treden dezelfde wisselwerkingsprocessen op als bij de β^--straling. Er treedt echter een extra proces op, n.l. annihilatie. Wanneer een positron vrijwel al zijn energie heeft verloren zal het worden opgevangen door een elektron uit de omringende materie, waarbij het elektron-positronpaar in twee gelijke porties elektromagnetische straling (gamma-kwanten van 2 x 511 keV) wordt omgezet. Deze twee gamma-kwanten worden diametraal uitgezonden. Er treedt hier dus een omzetting van massa in energie op (E = mc²) (zie figuur 2.16).

Figuur 2.16 Annihilatie van een positron en een elektron

d. Gamma-straling
De interactie van elektromagnetische straling met materie vindt voornamelijk plaats volgens één van de volgende energie-afhankelijke processen, fotoelektrisch effect, Compton-effect of paarvorming. Bij deze processen verliest het kwantum een zeer groot deel of zijn totale energie. In het laatste geval houdt het daarmee op te bestaan. Dit in tegenstelling tot geladen deeltjes, die door veel interacties telkens kleine hoeveelheden energie kwijtraken.

(1) Foto-elektrisch effect
Dit effect treedt voornamelijk op bij lage gamma-energieën. Hierbij geeft een gamma-kwant al zijn energie af aan een elektron dat gebonden is aan een atoom (bij voorkeur een K-elektron, d.w.z. een elektron uit de dichtst bij de kern gelegen elektronenschil).
De energie wordt gebruikt om de bindingsenergie te overwinnen en daardoor het elektron uit de schil vrij te maken. De resterende energie wordt als kinetische energie aan het elektron meegegeven (zie figuur 2.17).
Het ontstane gat in de elektronenschil wordt gevuld met een elektron uit een hoger gelegen schil waarbij de bindingsenergie weer vrijkomt in de vorm van röntgenstraling. Bij toenemende Z van het absorber-materiaal stijgt de kans op het fotoelektrisch effect sterk.

Figuur 2.17 Foto-elektrisch effect

(2) Compton-effect Dit effect treedt op bij hogere gamma-energieën dan het foto-elektrisch effect. Bij deze interactie wordt niet alle energie aan het elektron overge dragen. De overblijvende gamma-energie wordt als een gamma-kwant in een andere richting verstrooid (zie figuur 2.18).

Figuur 2.18 Compton-effect

De kans op het Compton-effect neemt toe met de stijgende Z maar is minder afhankelijk van het absorber-materiaal dan de kans op het fotoelektrisch effect.

(3) Paarvorming
Paarvorming is het omgekeerde proces van annihilatie. Het kan slechts optreden bij gamma-energieën groter dan 1022 keV, omdat het bij paarvorming gaat om de produktie van een elektron-positronpaar waarvan de rustmassa 2 x 511 keV is. Deze paarvorming gebeurt onder invloed van het elektrische veld van de kern (zie figuur 2.19).

Figuur 2.19 Paarvorming
Het elektron-positronpaar krijgt de resterende energie mee als kinetische energie. De kans op paarvorming is ongeveer evenredig met Z² en vrijwel recht evenredig met de energie. In het energiegebied van 0,5 tot 5 MeV is voor vrijwel alle absorbers het Compton-effect het meest belangrijk (zie figuur 2.20).

Figuur 2.20 Relatieve bijdrage van foto-elektrisch effect, Compton-effect en paarvorming

Wanneer een bundel gammastraling op een absorber valt, dan zal een gedeelte van de kwanten interactie ondergaan en een gedeelte niet. Het deel dat geen interactie heeft ondergaan verlaat de absorber met dezelfde energie en richting als waarmee het de absorber in ging. De relatie tussen de intensiteit (I) van de uittredende bundel en de invallende bundel kan beschreven worden met:

I_uit = I_ine^-µd

waarin d de dikte van de absorber (cm) is en N de verzwakkingscoëfficiënt (cm^-1).

e. Neutronenstraling
De wisselwerking van neutronen met materie is van een geheel ander karakter dan de interactie van de tot dusverre behandelde soorten ioniserende straling. Doordat het neutron ongeladen is, ondervindt het geen inwerking van het elektrisch veld van de atoomkern en kan het deze ongehinderd naderen. Soms treedt dan een botsing op, maar ook kan het neutron worden opgenomen in de kern (vangstreactie). In het laatste geval bevindt de kern zich in een aangeslagen toestand, waarbij het teveel aan energie vrijwel momentaan weer wordt uitgezonden als gammastraling. In sommige gevallen blijft de aangesla gen toestand langer bestaan. Men spreekt dan van een isomeer. In plaats van  gammastraling kunnen ook deeltjes worden uitgezonden waarbij veelal een radioactieve kern overblijft. Het proces van vorming van radioactieve kernen wordt activering genoemd. De bij een botsing door een neutron aan de atoomkern overgedragen energie is groter naarmate de massa van de kern meer overeenkomt met de massa van het neutron. Doordat biologisch weefsel veel water bevat is de verstrooiing (elastische botsing) aan waterstofkernen (protonen) bijzonder belangrijk voor de biologische werkzaamheid van neutronen. Een speciale eigenschap van neutronen is hun vermogen splijting te induceren in zware nucliden zoals U-235 en Pu-239.
Bij in-elastische botsingen ontstaan eveneens aangeslagen kernen waaruit ook gammastraling kan ontstaan. Het proces van energie-afgifte wordt daardoor complexer.
De energieoverdracht tussen neutron en atoomkern bij een elastische botsing is afhankelijk van de wijze van botsen, b.v. frontaal of schampend.
De energie E die het neutron na een frontale botsing overhoudt, wordt gegeven door:

waarbij M de massa van de kern is en m en E de massa en energie van het neutron voor de botsing. Bij een frontale botsing met waterstof (m = M) wordt dus alle energie in één botsing overgedragen. Voor het verminderen van de energie van snelle neutronen (500 keV tot 10 MeV), waarbij de elastische botsing het overheersende reactiemechanisme is, kan het beste gebruik gemaakt worden van een materiaal met een lage Z. De door de botsing geïoniseerde kern kan zelf weer voor ionisaties zorgen. Vangstreacties treden vooral op bij thermische neutronen (bij ongeveer 2,5 x 10^-2 eV), waarbij de neutronen ingevangen worden in een kern en een ander deeltje of gammastraling wordt uitgezonden. Voorbeelden zijn gegeven in figuur 2.21.

Figuur 2.21 Voorbeelden van vangstreacties

Een andere mogelijkheid is splijting van bijvoorbeeld U-235 of Pu-239, waarbij twee splijtingsprodukten vrijkomen en 2 à 3 neutronen. Door het vrijkomen van de energetische splijtingsneutronen kan een kettingreactie plaatsvinden. Er komt per splijting ongeveer 200 MeV vrij, waarvan ongeveer 20 MeV door het verval van de radioactieve splijtingsprodukten.

8. Afscherming tegen ioniserende straling

a. Afscherming tegen alfa-straling
Alfadeeltjes die meestal een beginenergie van enkele MeV hebben, zullen aanvankelijk een rechte baan volgen, maar aan het eind van hun baan sterker verstrooid worden. Het ionisatiespoor is zeer dicht. In lucht is de dracht van 7 MeV alfa’s ongeveer 5,5 cm en in aluminium slechts ongeveer 25 pm, hetgeen tot gevolg heeft dat de afscherming tegen alfastraling geen noemenswaardige problemen oplevert.
De totale dracht van het deeltje is te vinden met behulp van enkele empirische formules. De dracht in lucht R_L uitgedrukt in cm, wordt voor alfa-deeltjes met beginenergie E (MeV) tussen 4 en 15 MeV bij benadering gegeven door:

RL = 0,3 E^3pL/2cm

waarbij p_L de dichtheid van lucht is in g/cm³.
Voor de dracht in andere materialen geldt ongeveer.R_a = 6,6 x 10^-5 A^½ E^3Pa/2cm waarin A de effectieve atoom-massa van het materiaal is en p_a de dichtheid in g/cm³.

b. Afscherming tegen beta-straling
Mono-energetische elektronen zullen doordringen tot een diepte in het afschermingsmateriaal, die voor ieder elektron afzonderlijk afhankelijk is van de verstrooiing van het elektron. De maximale diepte noemt men de dracht R van de elektronen.
De dracht van β-deeltjes is afhankelijk van de beginenergie. Het pad van een Bdeeltje zal door de vele botsingen met elektronen sterk gekronkeld zijn. De kans dat het β-deeltje doordringt tot eendiepte gelijk aan de dracht is daardoor klein. Door de dracht uit te drukken in R.p(g/cm²) is deze vrijwel onafhankelijk van de materiaalsoort (zie figuur 2.22).
De dracht van deeltjes met een continu spectrum is gelijk aan de dracht van de elektronen met de maximale energie Em uit het spectrum.
Een benadering van de dracht R.p kan worden gegeven door: Rp = 05,542 E - 0,133 g/cm² met E_m > 0,06 MeV
Een ’vuistregel’ kan worden gegeven door (voor niet al te lage waarden van E): R.p = 0,5 E_mg/cm².

 

Figuur 2.22 Dracht van elektronen als functie van hun energie in aluminium (getrokken lijn), waterstof, helium, stikstof en koper.

In de meeste gevallen is een afscherming van 1 g/cm² voor beta-straling voldoende.
Wanneer men echter te maken heeft met de zogenaamde harde beta-stralers, dit zijn nucliden die elektronen uitzenden met grote energie (enkele MeV’s), moet men rekening houden met het ontstaan van remstraling met een groter doordringend vermogen dan de oorspronkelijke elektronen.

c. Afscherming tegen gamma-straling
De verzwakking van een smalle bundel mono-energetische röntgen- of gamma-straling verloopt via een exponentiële functie van µd, het produkt van de verzwakkingscoëfficiënt µ en de dikte d van de afscherming:
I = I_oe^-µd

De verzwakkingscoëfficiënt u is sterk afhankelijk van de energie van de beschouwde fotonen (zie figuur 2.23). Voor afschermingsdoeleinden wordt vaak gebruik gemaakt van de halfwaardedikte d_½, ook wel halveringsdikte genoemd. Dit is de dikte van het afschermingsmateriaal benodigd om het exposietempo van de bundel tot de helft te
reduceren.

Figuur 2.23 Energieafhankelijkheid van de verzwakkingscoefficiënt

De halfwaardedikte is energieafhankelijk vanwege de energieafhankelijkheid van µ en is het kleinst voor lage energieën (zie figuur 2.24).
Behalve het begrip halfwaardedikte wordt ook vaak het begrip tiendewaardedikte gebruikt: de dikte van het afschermingsmateriaal benodigd om het exposietempo van de bundel tot een tiende te reduceren.

Figuur 2.24 Energieafhankelijkheid van de halfwaardedikte van verschillende materialen

Beide begrippen gelden uitsluitend voor mono-energetische straling. Bij niet mono-energetische straling zullen de componenten met een lagere energie sterker worden verzwakt dan die met een hogere energie. De overblijvende bundel heeft gemiddeld dus een hogere energie. Dientengevolge zal voor de overblijvende bundel de halfwaardedikte van het afschermmateriaal toenemen. Bij afschermingstabellen voor poli-energetische stralenbundels ziet men daarom vaak een 1e, 2e en volgende halfwaardedikte opgegeven.
Het bovengenoemde geldt in theorie slechts voor smalle bundels, die doorgaans voor de meeste afschermingsproblemen niet van toepassing zijn. Bij brede bundels of alzijdige bestraling is er naast de directe bestraling ook nog een bestraling door de verstrooide straling. Deze extra bijdrage zorgt dan voor een zogenaamde ’build-up’ (opbouw). De ’build-up’ factor wordt bepaald door de geometrie van de meetopstelling, de afschermingsdikte, de materiaalsoort en de stralingsenergie en kan al gauw een factor 10 bedragen.
Voor min of meer permanente afscherming van röntgen- of gammastraling is beton het meest geschikte en gebruikte materiaal, doordat het een hoge dichtheid heeft, relatief goedkoop is en tevens als constructiemateriaal gebruikt kan worden. De normale betonsoorten hebben een dichtheid van ongeveer 2,3 g/cm² en een zwaardere (en tevens
duurdere) betonsoort als barietbeton een dichtheid van 3,5 g/cm².

d. Afscherming tegen neutronen
De beschrijving van de neutronenafscherming is erg gecompliceerd. Dit wordt veroorzaakt door het feit dat de verschillende interactiemechanismen van neutronen met materie afhankelijk zijn van de neutron-energie. De belangrijkste interactiemechanismen zijn:

• voor thermische en langzame neutronen (E < 100 eV): het worden ingevangen in de kern (vangstreactie);
• voor matig snelle neutronen (100 eV - 500 keV): de elastische botsing. Over het algemeen is de kans op vangstreacties in dit energiegebied laag;
• voor snelle neutronen (500 keV - 10 MeV de elastische en in-elastische  botsing.

De afscherming van de neutronen berust dus op afremming t.g.v. botsingen (moderatie) gevolgd door neutronenvangst. Via in-elastische botsingen kunnen snelle neutronen met energieën boven 1 MeV in zware metalen (ijzer, lood) worden vertraagd onder uitzending van gammastraling. Door het energieverlies zal de elastische botsing steeds meer gaan overheersen. Moderatie via elastische botsingen verloopt het snelst bij materiaal met een lage Z: voor het afremmen van een neutron van 2 MeV naar 0,025 eV (thermisch neutron) zijn in water gemiddeld 19 botsingen nodig, in zuurstof 150 en in uranium 2172.
Snelle neutronen die zich over grote afstanden in lucht hebben verplaatst, zullen dus ook thermische neutronen worden.
De gemodereerde neutronen kunnen via vangstreacties worden gestopt, meestal met uitzending van gammastraling. Bij afscherming van neutronen dient dan ook rekening te worden gehouden met het ontstaan van deze zogenaamde secundaire gammastraling.
Uiteindelijk kan men de verzwakking van neutronenstraling als gevolg van de afscherming weer beschrijven met behulp van een verzwakkingscoëfficiënt en een ’build-up’ factor. Beton en vochtige aarde voldoen redelijk tot goed als afschermmateriaal. Beide bevatten voldoende materiaal met een lage Z (waterstof) om de neutronen af te remmen en in te vangen en voldoende materiaal met een redelijk hoge Z (calcium, silicium) om de gammastraling te verzwakken.

Figuur 2.25 Alfabetische lijst van de chemische elementen met hun symbolen en atoomnummers
 

Hoofdstuk 3 Dosisbegrippen en grootheden

1. Inleiding

De systematische bestudering van de biologische effecten van straling vereist een fysische grootheid, die een eenvoudige relatie legt tussen de waar te nemen biologische veranderingen en de bestraling. De stralingsdetectiemethoden, waarvan men zich thans haast vanzelfsprekend bedient, de scintillatieteller en de Geiger-Müller-buis, meten fysische grootheden die weinig geschikt zijn voor het bovengenoemde doel. Een van de oudste detectiemethoden van straling, de luchtionisatie, is bij toeval wel met redelijk succes als meetgrootheid toe te passen als maat voor de biologische schade veroorzaakt door röntgenstraling en niet te energierijke gammastraling. Tekortkomingen van deze grootheid hebben er echter toe geleid, dat men nieuwe grootheden is gaan zoeken. De belangrijkste is gevonden in de specifieke energie geabsorbeerd door het materiaal, de geabsorbeerde dosis per massa-eenheid.

2. Dosisbegrippen en grootheden

De geabsorbeerde dosis of kortweg dosis D is gedefinieerd als de opgenomen energie (E) per massa-hoeveelheid (m), in formule:

Als eenheid voor de geabsorbeerde dosis wordt als internationale standaard (S.I.eenheid) de gray (Gy) gehanteerd.
I Gy = 1 J/kg (= 100 rad)
In het verleden werd gebruik gemaakt van de rad (radiation absorbed dose): uitgedrukt in joule per kilogram:
1 rad = 0,01 Gy = 1 cGy
De dosis D per tijdseenheid wordt het dosistempo*) genoemd en wordt aangeduid met het symbool f), in formule:

In het militair taalgebruik wordt het begrip dosistempo vaak aangeduid als intensiteit. Het begrip intensiteit wordt in de stralingsfysica echter alleen maar gebruikt voor de hoeveelheid elektromagnetische straling die per tijdseenheid wordt uitgezonden.

Deze grootheden zijn te gebruiken voor iedere soort straling. Er is echter wel een verschillend biologisch effect bij gelijke dosis van verschillende soorten straling. Dit verschil wordt in hoge mate beïnvloed door de ionisatiedichtheid langs het ionisatiespoor, dus de afgegeven energie per baanlengte. Deze grootheid wordt LET (Linear Energy Transfer) genoemd.
Het biologisch effect is niet alleen afhankelijk van de LET, maar ook van factoren als het dosistempo, de stralingsenergie, de temperatuur en de metabole activiteit tijdens of na de bestraling. Het biologisch effect wordt daarom uitgedrukt in de RBE-waarde (Relatieve Biologische Effectiviteit). De RBE wordt gedefinieerd als het quotiënt van de dosis röntgenstraling opgewekt bij een buisspanning van 200 kV en de dosis van de beschouwde straling die nodig is om hetzelfde biologische effect te verkrijgen. Aangezien de RBE factor afhankelijk is van een aantal variabele factoren heeft deze geen vaste waarde en wordt voor stralingsbeschermingsdoeleinden gebruik gemaakt van een gemiddelde waarde: de kwaliteitsfactor Q (zie figuur 3.1). Met behulp van deze Q-factor kan de geabsorbeerde dosis omgerekend worden naar het dosisequivalent H, dat het
biologisch effect van de straling aangeeft:

H = D x Q

Figuur 3-1 Kwaliteitsfactor voor verschillende stralingssoorten

De eenheid van het dosisequivalent was in het verleden de rem (röntgen equivalent man). Tegenwoordig wordt als S.l. eenheid de sievert (Sv) gebruikt: 1 Sv = 1 J/kg (= 100 rem) Naast de begrippen dosis en dosisequivalent die de hoeveelheid geabsorbeerde energie weergeven wordt het begrip exposie gebruikt om de eigenschappen van het stralingsveld te kwantificeren. De exposie is gedefinieerd als de hoeveelheid lading, die per massa-eenheid lucht wordt vrijgemaakt. De exposie wordt aangeduid met het symbool X, de exposie per tijdseenheid (exposietempo) wordt aangeduid met het symbool X. De eenheid van exposie is de coulomb per kilogram (C/kg). De eenheid van exposietempo is de coulomb per kilogram seconde (C/kg.s). De oude eenheid van exposie is de röntgen (R).
1 C/kg = 3,88 x 10³ R
1 R = 2,58 x 10^-4 C/kg lucht
Men kan berekenen dat de exposie van 1 R overeenkomt met een energie-afgifte van 0,0087 J/kg in lucht en 0,0096 J/kg in zacht weefsel, zodat een exposie van 1 R ongeveer overeenkomt met een dosis van 1 eGy (= 1 rad) in menselijk weefsel.
 

Hoofdstuk 4 Detectie en detectoren

1. Inleiding

Ioniserende straling is niet met de zintuigen waar te nemen, zodat er apparatuur nodig is om de aanwezigheid van deze straling vast te stellen en het dosistempo te meten. Het bepalen van zowel de kwalitatieve als de kwantitatieve grootheden van straling is noodzakelijk, omdat de biologische effecten afhangen van onder meer de soort straling, het dosistempo en de energieverdeling. Stralingsmeetapparatuur wordt onder meer gebruikt voor het bepalen van besmet tingsniveaus, stralingsbelastingen en dosistempi. Omdat er geen apparatuur bestaat die voor alle typen metingen geschikt is, moet naar gelang de gewenste in formatie een bepaald soort detector worden gebruikt. De meetresultaten moeten dan nog worden verwerkt en geïnterpreteerd.
Wanneer een persoon aan straling is blootgesteld, is het van belang te weten hoe groot de stralingsbelasting is geweest. Wanneer in een gebied met nablijvende kernstraling (fallout) werkzaamheden moeten worden verricht, is het belangrijk om een indicatie van de daarin heersende dosistempi te verkrijgen teneinde geëigende maatregelen te kunnen nemen.
De meetnauwkeurigheid en de benodigde apparatuur zijn afhankelijk van de om standigheden en de gestelde eisen, waarin en waarvoor de meting wordt gedaan. Bij een besmetting is het nodig de lokatie en het niveau van de besmetting vast te stellen. Van belang zijnde besmettingen afkomstig van fallout en niga zijn: op pervlaktebesmetting (huid, kleding, materieel, omgeving), luchtbesmetting (radio actieve gassen of deeltjes) of drinkwaterbesmetting.
In alle gevallen moet worden vastgesteld of een ontsmetting kan worden uitgevoerd of andere maatregelen moeten worden genomen.
Het doel van de meting bepaalt de vereiste nauwkeurigheid. De meetnauwkeurigheid en de soort straling beïnvloeden de keuze van de meetapparatuur. Detectie van ioniserende straling berust op de wisselwerking van straling met de tectormateriaal, waarbij in de detector stralingsenergie wordt geabsorbeerd. Deze stralingsenergie is niet direct meetbaar en wordt daarom omgezet in een andere, wel meetbare, fysische vorm (responsie), zoals elektrische lading, licht, zwarting van fotografisch materiaal of een verandering in de elektrische geleidbaarheid. De responsie is dan een indirecte maat voor de geabsorbeerde stralingsenergie. Er wordt steeds gestreefd naar een detectiemethode die een éénduidig verband (bij voorkeur lineair) aangeeft tussen de te onderzoeken stralingsgrootheid en de responsie van de detector.

In de volgende paragrafen zullen enkele typen detectoren worden beschreven. Men kan de typen stralingsdetectoren in twee categorieën indelen, namelijk gasgevulde detectoren en niet-gasgevulde detectoren. De gasgevulde detectoren zijn onder te verdelen in:

• ionisatiekamers
• proportionele telbuizen
• Geiger-Müller (GM)-buizen

De niet-gasgevulde detectoren zijn onder te verdelen in:

• vloeistofdetectoren (meestal scintillatiedetectoren)
• vaste stofdetectoren:
• scintillatiedectoren
• halfgeleiderdetectoren
• filmdosismeters
• thermoluminescentie dosismeters
• radiofotoluminescentie dosismeters.

Elk detectortype heeft specifieke karakteristieken en is daarom meestal voor één bepaalde soort meting geschikt.

2. Gasgevulde detectoren

a. Algemeen
De werking van gasgevulde detectoren berust op de vorming van ionen en vrije elektronen, als gevolg van interactie van ioniserende straling met het gas.
De energie, die in de verschillende bruikbare gassen nodig is voor ionisatie is ongeveer 30 eV. Door een spanning aan te leggen tussen twee elektroden ontstaat een elektrisch veld. Onder invloed van dit elektrische veld bewegen de geproduceerde elektronen zich naar de positieve elektrode (anode) en de ionen naar de negatieve elektrode (kathode). Doordat de elektronen een veel kleinere massa hebben dan de ionen zullen ze de anode veel sneller bereiken dan de ionen de kathode. De ionen zullen zich in het elektrische veld relatief langzaam bewegen. De elektronen en de ionen die op de elektroden aankomen veroorzaken een stroompje, dat met behulp van elektronika verder kan worden verwerkt tot een meetbaar signaal. Afhankelijk van de aangelegde spanning tussen de elektroden kan aan de detector een andere karakteristiek worden gegeven. Die karakteristiek bepaalt samen met de constructie waarvoor de detector kan worden gebruikt (zie figuur 4.1).

Figuur 4.1 Karakteristiek van een gasgevulde detector
Pulshoogie als functie van de spanning, voor alfa- en betadeeltjes
(I) ionenverlies door recombinatie
(2) verzadigde ionenstroom
(3) proportioneel gebied
(4) gebied van begrensde proportionaliteit
(5) Geiger-Miiller-gebied
(6) continue ontlading


In het navolgende worden de verschillende gebieden uit figuur 4.1 nader toegelicht.
(1) lonenverlies door recombinatie
Als de spanning gering is, zullen alle ionen en elektronen zich zo langzaam uiteen bewegen, dat de ionen de elektronen weer opnemen (recombineren) en weer neutrale atomen vormen. Hierdoor is dit gebied niet interessant voor meetdoeleinden.Dit spanningsgebied wordt gebruikt bij de ionisatiekamer: een instrument dat gebruikt wordt bij het bepalen van exposietempi (zie figuur 4.2).

(2) Verzadigde ionenstroom Bij verhoging van de spanning zullen steeds meer elektronen de anode bereiken en in een bepaald spanningsgebied praktisch allemaal. Er treedt dan een zogenaamde verzadigingsstroom op. De totale lading die de elektroden bereikt is nu dus recht evenredig met de in het gas geabsorbeerde energie.

Figuur 4.2 Gasgevulde telbuis (schematisch) zonder gasversterking

(3) Proportioneel gebied
Door de spanning verder te verhogen worden de vrijgemaakte elektronen in het elektrische veld op weg naar de anode zoveel versneld, dat ze voldoende energie verkrijgen om op hun beurt weer gasatomen te ioniseren. Wanneer dit proces zich enige malen herhaalt, veroorzaakt een (door de invallende straling vrijgemaakt) primair elektron een lawine van secundaire elektronen: er treedt gasversterking op (zie figuur 4.3). Elke ionisatie zal zich daardoor als een stroompuls manifesteren.
De pulshoogte wordt bepaald door het ioniserend vermogen van de soort straling.

Figuur 4.3 Gasgevulde telbuis (schematisch) met gasversterking

Door deze gasversterking is de anodestroom groter dan de verzadigingsstroom, maar is toch nog evenredig met de in het gas geabsorbeerde energie. Dit spanningsgebied wordt gebruikt bij de proportionele telbuis. De pulshoogte is afhankelijk van de aangelegde spanning.

(4) Gebied van begrensde proportionaliteit
Als de spanning nog hoger wordt, neemt de pulshoogte nog wel enigszins toe, maar gaat het proportionele karakter verloren.
De pulshoogte is dientengevolge niet meer maatgevend voor de energie van de straling. Daardoor is dit spanningsgebied niet van belang voor de stralingsdetectie.

(5) Geiger-Müller-gebied
Wordt het spanningsverschil tussen de elektroden verder vergroot, dan vindt een zo groot aantal secundaire ionisaties plaats, dat de elektronenlawine zich in de gehele buis uitbreidt. Eén enkele interactie is reeds voldoende om een complete lawine op gang te brengen. Elk deeltje dat in de telbuis een ionisatie veroorzaakt, zal een even grote stroompuls veroorzaken, onafhankelijk van de in de detector geabsorbeerde energie. Dit is het principe van de Geiger-Müller (GM)buis. Er worden gebeurtenissen (’events’) gedetecteerd, die geen informatie geven over de soort straling. De pulsgrootte t.g.v. gasversterking kan bij de GM-buis met een factor 10⁸ à 10⁹ toenemen in vergelijking met die van een ionisatiekamer.
De ionen blijven zich ondanks het relatief hoge spanningsverschil tussen de elektroden nog steeds veel langzamer bewegen dan de elektronen. Hierdoor wordt er na een interactie in de telbuis een elektrisch positief geladen ’ionenwolk’ gevormd. De ionen bewegen zich relatief langzaam naar de kathode, zodat de kathode enkele tientallen microseconden door een positieve lading wordt afgeschermd. De sterkte van het elektrische veld tussen de elektroden zal hierdoor dalen. Deze daling is zelfs zo groot dat er enige tijd geen lawines door nieuwe interacties in het gas kunnen worden gevormd. Deze periode wordt de ’dode tijd’ genoemd, omdat de detetor in deze periode geen nieuwe interacties kan detecteren. Nadat de ionen de kathode bereikt hebben kan het elektrische veld zich weer herstellen. De dode tijd is voor GM-buizen in de orde van 100 µs, waardoor het maximale teltempo wordt begrensd tot ongeveer 10⁴ pulsen/s.

(6) Continue ontlading
Bij verdere verhoging van de spanning treedt spontane gasontlading op. Ook zonder straling zullen er pulsen ontstaan. Dit gebied is daardoor niet van belang voor de stralingsdetectie.

b. Ionisatiekamer
Ionisatiekamers worden vooral gebruikt voor metingen van doses en dosistempi van beta-, gamma-, en röntgenstraling. De gevoeligheid voor neutronen is nihil. De hoeveelheid gas in de ionisatiekamer (druk x volume) bepaalt het bereik en tevens de gevoeligheid. Van de ionisatiekamer bestaan vele uitvoeringen. Zeer elementair is de toepassing als pendosismeter. Dit type bestaat uit een zogenaamde condensatorkamer, waarbij vóór de meting een met de elektroden verbonden condensator wordt opgeladen tot een bepaalde spanning. De door de ionisaties in de kamer veroorzaakte stroom zal een spanningsdaling over de condensator geven, die van een op de condensator aan te sluiten elektrometer kan worden afgelezen. De dosis is dan evenredig met de spanningsdaling over de condensator.
Vaak wordt een pendosismeter met behulp van een lenzensysteem en een schaalverdeling in een direct afleesbare vorm uitgevoerd (zie figuur 4.4). Het meetresultaat van de pendosismeter heeft een nauwkeurigheid van 50%.

Figuur 4.4 Schema van de direct afleesbare pendosismeter met voorbeelden van schaalverdelingen

c. Proportionele telbuis Bij een proportionele telbuis wordt een zo hoge spanning aangelegd, dat gas versterking optreedt. Afhankelijk van de vorm van de detector en de spanning tussen de elektroden kan de pulsgrootte t.g.v. de gasversterking oplopen tot een factor 10⁴ à 10⁵.

Men maakt gebruik van de karakteristieke eigenschappen van proportionele telbuizen bij het meten van een bepaalde soort straling in de aanwezigheid van andere stralingssoorten. Bij het geleidelijk verhogen van de aangelegde spanning zullen eerst de grotere pulsen van de alfastraling boven de meetdrempel uitkomen. Vervolgens zullen bij voldoende hoge spanning de betapulsen ook zo groot zijn, dat ze boven de drempel uitkomen. De meest gebruikte vorm van een proportionele telbuis is te zien in figuur 4.5. Het is een cilindrische telbuis met een zeer dunne anodedraad.

Figuur 4.5 Gesloten proportionele telbuis

Proportionele telbuizen worden toegepast in o.a. besmettingsmonitors met groot oppervlak, hand- en kledingmonitors en voorts bij alfa/betaactiviteitsbepalingen van monsters. Speciale uitvoeringen zijn geschikt als monitor voor langzame en snelle neutronen.

d. GM-buis
De gasversterking bij de GM-buis is zeer groot, zodat de hoogte van de signaalpuls geen ingewikkelde elektronika vergt om te worden verwerkt. Bovendien is de meetgevoeligheid weinig afhankelijk van de aangelegde spanning, zodat ook daarvoor geen ingewikkelde elektronika nodig is. De GM-buis is daarom één van de goedkoopste en meest gebruikte detectoren voor activiteitsbepalingen en exposiemetingen waaraan geen al te hoge nauwkeurigheidseisen worden gesteld.
Iedere interactie die in de GM-buis een elektronenlawine veroorzaakt, leidt tot een puls waarvan de hoogte uitsluitend afhankelijk is van de karakteristiek van de buis, zodat hieraan niet meer te zien is welk soort straling de puls heeft veroorzaakt. De GM-buis verschaft dan ook geen informatie over de in de detector geabsorbeerde energie. De meeste GM-buizen zijn zodanig geconstrueerd, dat het gevoelige gebied het hele gasvolume bestrijkt, waardoor de werking onafhankelijk is van de plaats van interactie in de buis. Door het inslaan van elektronen in het anodemateriaal kunnen bovendien fotonen worden vrijgemaakt die elders in het gas opnieuw een lawine kunnen veroorzaken. Hierdoor ontstaan ’valse’ pulsen. De GM-buis geeft na één interactie een reeks van pulsen af (’kikkeren J. Deze pulsenreeks kan worden onderdrukt door de elektronica aan te passen of door toevoeging van een doofgas dat de vrijkomende fotonen absorbeert (quenching). Dit doofgas is meestal een organische stof (bijvoorbeeld butaan, ethaan), maar ook sommige halogenen (bijvoorbeeld chloorgas) zijn bruikbaar. De organische doofgassen zullen echter door de absorptie van de fotonen uiteenvallen, waardoor de telbuis wordt verontreinigd en de ’levensduur’ van de telbuis wordt beperkt tot ongeveer 10⁸ pulsen.
GM-buizen worden in tal van uitvoeringen gebruikt voor metingen van alfa-, beta en gammastraling. De meest bekende constructie is een cilindrische metalen buis(kathode) met een centrale anodedraad. Ook wordt een spiraalvormige kathodedraad met een centrale anodedraad gebruikt. Voor de detectie van alfa- en betastraling moeten vanwege hun geringe dracht in metalen, speciale dunne intreevensters gebruikt worden.
Meestal zijn dit ongeveer 2 mg/cmz dunne micavensters. Voor de detectie van betastraling worden ook wel dunwandige glazen buizen met draadkathode gebruikt (zie figuur 4.6). De GM-buizen hebben voor de detectie van gammastraling een lage gevoeligheid, omdat de kans op interactie van de gammastraling door de geringe dichtheid van het telgas klein is. Door gebruik te maken van de elektronen die door de gammastraling uit de wand van de detector worden vrijgemaakt, kan toch nog ongeveer 1% van de aanwezige gammastraling worden gedetecteerd. Dit is voldoende om de detector als exposiemeter te kunnen gebruiken. Door gebruik te maken van afschermingsmateriaal in de vorm van een schuif van aluminium voor het intreevenster is het mogelijk betadeeltjes te stoppen en gammastraling door te laten, waardoor onderscheid tussen gamma- en betastraling mogelijk is.

Figuur 4.6 Enkele modellen van GM-buizen

a. detector voor gammastraling
b. eindvenster GM-buis voor alfa- en betastraling
c. bekertelbuis
d. dompeltelbuis
e. doorstroomtelbuis voor vloeibare stoffen en gassen

3. Niet gasgevulde detectoren

a. Scintillatiedetectoren
Sommige stoffen zenden bij absorptie van ioniserende straling licht uit (fluorescentie), waarvan de intensiteit evenredig is met de geabsorbeerde stralingsenergie. De absorptie van stralingsenergie veroorzaakt een korte lichtflits (scintillatie), die met behulp van een fotoversterkerbuis wordt omgezet in een spanningspuls. Bij dit systeem is de pulshoogte evenredig met de geabsorbeerde stralingsenergie, zodat met behulp van een pulshoogte-analysator het energiespectrum van de straling kan worden gemeten (energie-spectrometrie).
Scintillatoren komen voor in tal van fysische vormen, zoals monokristallen, poeders, plastics, vloeistoffen, etc. In figuur 4.7 is schematisch de opbouw van een scintillatiedetector weergegeven.

Voor een goede werking van het systeem mag het licht in de scintillator niet noemenswaardig worden geabsorbeerd en moet het geheel omgeven zijn door een lichtdicht omhulsel. Indien straling met een gering doordringend vermogen moet worden gedetecteerd, zal een intreevenster moeten worden gebruikt of het actieve materiaal worden vermengd met een vloeibare scintillator.
Als belangrijke voordelen van scintillatiedetectoren kunnen worden aangemerkt de hoge gevoeligheid, de mogelijkheid tot energiespectrometrie en de korte pulsduur die hoge teltempi mogelijk maken. Nadelen zijn de grote kwetsbaarheid van vele scintillatoren, gevoeligheid voor elektrische en magnetische velden (fotoversterkerbuis) en de meestal vrij complexe en kostbare elektronische apparatuur.

Figuur 4.7 Schematische weergave van de opbouwvan een scintillatiedetector

b. Halfgeleiderdetectoren

(1) Algemeen
Behalve een gas kan ook een vaste stof met een hoge elektrische weerstand worden gebruikt als ionisatiedetector. Deze is dan te vergelijken met een ionisatiekamer met een hoge dichtheid, waarin de te meten straling goed wordt geabsorbeerd. De detectie kan op twee manier geschieden, nl. omkeerbaar, waarbij elektronen door het ionisatieproces extra energie krijgen, of onomkeerbaar, waarbij het materiaal door ionisatie wordt beschadigd. Halfgeleiderdetectoren van het omkeerbare type worden in verschillende uitvoeringen geconstrueerd en worden vooral voor energiemeting van beta- en gammastraling gebruikt. Halfgeleiderdetectoren van het onomkeerbare type worden meestal als neutronendosismeter in combinatie met een gammadetector toegepast als persoonlijke dosismeter.

(2) Omkeerbaar proces
In een halfgeleider kan lading worden getransporteerd door een beperkt aantal vrije elektronen en/of ionen, dat zich bevindt in de zgn. geleidingsband. De geleidbaarheid kan worden verhoogd door extra elektronen en/of ionen in de geleidingsband te brengen. In een halfgeleider zijn deze beschikbaar in de zgn. valentieband en kunnen door bijvoorbeeld ionisatie in de geleidingsband worden gebracht. De meest geschikte materialen voor dit type detector zijn silicium (Si) en germanium (Ge). Door absorptie van stralingsenergie worden elektronen in de geleidingsband gebracht, waarna deze zich onder invloed van een aangelegd elektrisch veld naar de anode zullen bewegen. De benodigde energie om een elektron in de geleidingsband te brengen is bij silicium 3,8 eV en bij germanium 2,8 eV, terwijl de vergelijkbare waarde voor ionisatie in gassen ongeveer 30 eV bedraagt. Hieruit blijkt de hogere gevoeligheid van de halfgeleiderdetector t.o.v. de ionisatiekamer.
Een direct gevolg van deze hogere gevoeligheid is dat de detector een zo klein mogelijk aantal van nature aanwezige vrije ladingsdragers mag bezitten. Deze zouden een stroom in de detector veroorzaken zonder dat er stralingsenergie wordt geabsorbeerd. Deze stroom wordt de lekstroom genoemd.
Doordat de lekstroom in Si en Ge bij kamertemperatuur te hoog is om goede metingen te doen, is koeling tot resp. -30°C en -160°C noodzakelijk. Dit houdt in dat halfgeleiderdetectoren gemonteerd moeten worden in een met vloeibare stikstof gekoeld dubbelwandig vat (zie figuur 4.8).

Figuur 4.8 Nalfgeleiderdetector gekoeld met vloeibare stikstof

De werking van halfgeleiderdetectoren als ionisatiedetectoren berust op het omkeerbare proces van de vorming van vrije ladingsdragers. Er treedt geen blijvende verandering op in het detectormateriaal ten gevolge van de bestraling.

(3) Onomkeerbaar proces
Een ander principe van een halfgeleiderdetector berust op het ontstaan van stralingsschade, hetgeen een onomkeerbaar proces is. Door het beschadigen van het detectormateriaal op atomair niveau neemt de geleidbaarheid van het materiaal af. Doordat de schade blijvend is, kan na bestraling de afname van de geleidbaarheid worden gemeten (zie figuur 4.9).
De afname van de geleidbaarheid is een maat voor de geabsorbeerde dosis in het detectormateriaal. Meestal is de detector een speciale diode.
Omdat neutronen door secundaire ionisaties en reacties in de kernen van het detectormateriaal een groot beschadigend effect hebben is dit type detector vooral geschikt voor het detecteren van neutronen (b.v. voor personeel werkzaam bij nucleaire reactoren of als neutronendosismeter van directe kernstraling bij een nucleaire explosie). Het meetresultaat heeft een afwijking van maximaal 30%. De detector moet met behulp van speciale apparatuur worden afgelezen. Bij het aflezen blijft de informatie in de detector behouden.

Figuur 4.9 Halfgeleiderdetector van het onomkeerbare type met bijbehorende afleesapparatuur


c. Filmdosismeters
Bij deze methode wordt gebruik gemaakt van het verschijnsel, dat ioniserende straling (evenals b.v. gewone lichtstraling) in staat is in fotografisch materiaal (na ontwikkelen) zwarting te veroorzaken. Bij een geschikte keuze van het fotografisch materiaal en stralingsfilters is het mogelijk een redelijk nauwkeurige bepaling van de geabsorbeerde dosis over een groot energiegebied uit te voeren (± 20%). Uitwendige factoren, zoals temperatuur, kunnen de gevoeligheid van de film beïnvloeden. De zwarting t.g.v. straling is sterk afhankelijk van de invalsrichting terwijl ook terugverstrooiing door het lichaam een belangrijke rol kan spelen. In figuur 4.10 is een schematische opbouw van een filmdosismeter (filmbadge) gegeven. De voorste film, die slechts wordt afgeschermd door het verpakkingsmateriaal, heeft een maximale gevoeligheid voor gammastraling met een lage energie en is verder betrekkelijk ongevoelig.
De achterste (gevoelige film) bevindt zich tussen twee plaatjes tin (Sn) en heeft in deze situatie de grootste gevoeligheid bij een hogere energie. Door combinatie van deze films wordt een groot energiegebied bestreken. Daarmee wordt tevens bereikt dat de aflezing (responsie) over bijna het gehele energiegebied tussen ca. 80 en 120% van de daadwerkelijke geabsorbeerde energie ligt. Uit de zwartingsverhouding van beide films is tevens een indruk te verkrijgen van de effectieve stralingsenergie. Dit type filmbadge is alleen bedoeld voor gammastraling; harde betastraling zal echter wel tot in de voorste film doordringen.

Figuur 4.10 Constructie van een filmbadge en responsie als functie van de gamma-energie

d. Thermoluminescentiedosimetrie (TLD)
In sommige materialen worden door absorptie van ioniserende straling vrije elektronen en ’gaten’ gevormd. ’Gaten’ zijn de lege plaatsen die door de bevrijde elektronen in de valentieband worden achtergelaten. De vrijgemaakte elektronen komen terecht in de geleidingsband en hebben daardoor de mogelijkheid zich vrij door het materiaal te bewegen, totdat ze worden ingevangen in verontreinigingen of andere roosterfouten in het kristal, die als ’elektronenvallen’ kunnen worden beschouwd. Zij kunnen hieruit niet zonder meer recombineren naar de valentieband. Deze ’elektronenvallen’ zijn energieniveaus tussen de valentieband en de geleidingsband in. Zolang de elektronen in deze vallen geen extra energie toegevoerd krijgen door bijvoorbeeld verwarming, blijven ze in deze ’elektronenvallen’ gevangen. Het aantal gevulde `elektronenvallen’ is in een groot gebied evenredig met de geabsorbeerde stralingsenergie, zodat dit een maat is voor de geabsorbeerde stralingsdosis. Door verhitting van het materiaal in de uitleesapparatuur wordt aan de ingevangen elektronen zoveel thermische energie toegevoerd, dat ze kunnen ontsnappen uit de ’elektronenvallen’ en onder uitzending van licht naar de valentieband terugkeren. Dit verschijnsel wordt thermoluminescentie genoemd.
De intensiteit van het uitgezonden licht is evenredig met de stralingsdosis en kan worden gemeten met behulp van een fotoversterkerbuis en bijbehorende elektronika.
In figuur 4.11 is het proces schematisch weergegeven.

Figuur 4.11 Schematische weergave van thermoluminescentie

De materialen die dit verschijnsel vertonen worden thermoluminescentiematerialen genoemd. Voorbeelden zijn calciumsulfaat, lithiumfluoride en calciumfluoride. Door de uitlezing wordt de informatie uit de dosismeter verwijderd. Meestal zijn er groepen ’elektronenvallen’ van verschillende diepte, die veroorzaakt worden door de soort verontreiniging (mangaan, thuliummagnesium) en het soort roosterfouten in het kristal. Bij een geleidelijke temperatuurverhoging zal dus een maximum in de uitgezonden lichtintensiteit bij bepaalde temperaturen (behorend bij groepen elektronenvallen) worden waargenomen: er ontstaat een zogenaamde gloeicurve, waarvan de vorm en de temperatuur waarbij de pieken optreden, karakteristiek zijn voor een materiaal.
De stralingsdosis is te berekenen uit de geïntegreerde lichtintensiteit danwel uit de maximale intensiteit van een bepaalde stabiele piek.
Pieken behorend bij een lage temperatuur (minder dan 100°C) zullen zelfs bij kamertemperatuur geleidelijk aan verdwijnen (fading). Onder invloed van licht (vooral UV.) kan zowel fading optreden als een schijnbare dosis worden geintroduceerd. Doordat de dosisinformatie tijdens het uitlezen wordt verwijderd, is bij gebruik als persoonlijke dosismeter registratie noodzakelijk. De TLD is in het bijzonder geschikt als dosismeter voor gammastraling.

e. Radiofotoluminescentiedosimetrie (RPLD)
Enigszins verwant met de thermoluminescentiedosimetrie is de radiofotoluminescentiedosimetrie (RPL-dosimetrie), waarbij eveneens door absorptie van stralingsenergie `gaten’ en vrije elektronen worden gecreëerd. Er wordt voornamelijk gebruik gemaakt van zilverfosfaatglas. De `gaten’ worden ingevangen door de zilver-ionen (Ag+). Dit invangen van ’gaten’ gebeurt niet direct bij de bestraling, maar gedurende enige tijd erna. Deze opbouwtijd is onder
meer afhankelijk van de beweeglijkheid van de ’gaten’ in het glas en van het percentage zilverfosfaat in het glas. Deze opbouwtijd kan afhankelijk van het type glas variëren van een uur tot enkele uren. De temperatuur is eveneens van invloed op de opbouwtijd, omdat de beweeglijkheid van de `gaten’ en elektronen vergroot kan worden door een hogere omgevingstemperatuur. Door het fosfaatglas te bestralen met ultraviolet licht (bijvoorbeeld een kwiklamp) zal het glas zichtbaar licht uitzenden (radiofotoluminescentie) met een intensiteit die een maat is voor de geabsorbeerde dosis straling. Dit kan ook weer met behulp van een fotoversterkerbuis en de benodigde elektronika gemeten worden.
De informatie gaat in tegenstelling tot de TLD-dosismeters tijdens het uitlezen niet verloren. Door middel van uitgloeien (langere tijd verhitten) kan de dosismeter eventueel weer ’schoon’ gemaakt worden. De RPL-dosismeters zijn in het bijzonder geschikt voor het meten van geabsorbeerde doses gammastraling. De detectiegrens voor fosfaatglas is aanmerkelijk hoger dan voor TLD, terwijl de responsie vrij sterk afhankelijk is van de energie, zodat bij de constructie van de dosismeters bijzondere aandacht aan de energiefiltering moet worden geschonken. De RPL-dosismeter wordt meestal in combinatie met een halfgeleiderdetector toegepast als persoonlijke dosismeter.

4. Interpretatie van meetgegevens

a. Algemeen
De keuze van een type stralingsdetector wordt primair bepaald door de stralingsgrootheid die men door meting vastgesteld wil zien, de eigenschappen van de stralingssoort en de nauwkeurigheid van de meting. Men streeft steeds naar een detectiemethode die een eenduidig, liefst lineair, verband geeft tussen de te onderzoeken stralingsgrootheid en de responsie van het meetinstrument. Factoren die een zeer belangrijke rol spelen bij een juiste interpretatie van de meetgegevens zijn het meetrendement van de detector voor de te bepalen stralingssoort, de meettijd en de achtergrondstraling.

b. Meetrendement
Zoals gezegd wordt gestreefd naar een eenduidig verband tussen de stralingsgrootheid en de meteruitslag. Stel men wil het besmettingsniveau bepalen van een oppervlak besmet met een radioactief nuclide. De vraag die moet worden beantwoord is hoeveel radioactiviteit per oppervlakte-eenheid (Bq/cmz) op het oppervlak aanwezig is. Daarvoor wordt een meetinstrument gekozen dat geschikt is de uitgezonden stralingssoort te meten. De meteruitslag, het aantal geregistreerde pulsen per seconde, wordt dan bepaald door een complex van factoren.

Een stralingsbron zendt de straling naar alle kanten uit. Dat houdt in dat de positie van de detector ten opzichte van de bron bepalend is voor het gedeelte van de uitgezonden straling dat in de richting van de detector gaat. Men noemt dit geometrisch rendement E_g . Hoe groter de afstand tot de detector, des te kleiner het aantal uitgezonden stralingskwanten dat de detector bereikt. Immers, het oppervlak van de detector blijft gelijk maar het oppervlak van de bolvormig uitgezonden stralingskwanten neemt (kwadratisch) toe met de afstand. Voor alfa- en betastraling speelt bovendien nog de absorptie in lucht een rol: een gedeelte van de stralingskwanten wordt door interactie met luchtmoleculen weggevangen alvorens de detector wordt bereikt. Voor alfastraling, met een dracht van hooguit enkele centimeters, betekent dit dat de meting altijd dicht op het oppervlak moet worden uitgevoerd omdat anders helemaal niets gemeten wordt.
Absorptie speelt ook een belangrijke rol als de bron met een omhulsel omgeven is, bijvoorbeeld als de radioactiviteit in het materiaal in plaats van op het oppervlak aanwezig is. Een gedeelte van de straling wordt dan in het omhulsel geabsorbeerd (zelfabsorptie). De fractie van de straling die wel uit de bron treedt is het bronrendement E_s. Van de in de detector vallende straling geeft slechts een gedeelte een interactie in de detectorkamer: het detector rendement E_d.
Dit is bijvoorbeeld een gevolg van absorptie van het stralingskwant in het venstermateriaal (dunne vensters voor alfa- en betastraling) of van het feit dat het stralingskwant de detectorkamers passeert zonder een interactie te hebben aangegaan (detectorkamer met hoge dichtheid of groot volume voor gammastraling). Tenslotte wordt slechts een gedeelte van de door de detector geproduceerde pulsen geregistreerd: het registratierendement E_r. Bij detectoren waarbij de pulsgrootte gecorreleerd is met de afgegeven energie zijn meestal een minimum en een maximum pulsgrootte aanwezig waarbinnen de puls moet vallen om geregistreerd te kunnen worden. Pulsen die buiten deze waarden vallen worden dus niet gemeten.
Het uiteindelijke meetrendement E_m wordt dus gegeven door: E_m = E_g. E_S. E_d. E_r
Aangezien al deze factoren afhangen van het meetinstrument en de wijze waarop de meting wordt uitgevoerd, zal de meteruitslag op zich dus nog weinig zeggen over de mate van besmetting van het oppervlak. Een meting moet daarom altijd gestandaardiseerd worden uitgevoerd, zo mogelijk met een ijkbron van dezelfde samenstelling als bij de te onderzoeken stralingsbron. Men dient zich daarbij altijd te realiseren of het meetinstrument geschikt is voor de te meten straling.

c. Achtergrondstraling
Naast straling uit de bron meet de detector vaak ook nog straling die niet afkomstig is uit de bron: de (natuurlijke) achtergrondstraling. Achtergrondstraling bestaat voor een deel uit hoogenergetische straling die vanuit de ruimte de aarde bereikt: de kosmische straling. Deze straling wordt voor het grootste deel door de dampkring geabsorbeerd.
De dikte van de dampkring bepaalt de mate van absorptie. In de bergen is de kosmische straling veel hoger dan op zeeniveau en op 10 km hoogte (vliegverkeer) nog vele malen hoger.
Een ander deel van de achtergrondstraling wordt gevormd door het verval van natuurlijk voorkomende radioactieve stoffen in de aardkorst en in de atmosfeer. Afhankelijk van de grondsoort kunnen er aanzienlijke verschillen in achtergrondstraling optreden. In Nederland zijn deze verschillen echter minimaal. Tengevolge van de kernproeven in de jaren ’50 en ’60 is de achtergrondstraling merkbaar gestegen. Deze ’man-made’ achtergrondstraling neemt door fysisch verval langzaam af. Bij de passage van de radioactieve wolk als gevolg van het ongeval te Tsjernobyl in 1986 was de achtergrondstraling gedurende korte tijd zo hoog dat detectoren niet meer te gebruiken waren voor het meten van lichte besmettingen, bijvoorbeeld ter controle van de werkplek in onderzoekslaboratoria. Een deel van de activiteit is als fall-out in de bodem terecht gekomen. Deze bijdrage zal evenals die van de kernproeven slechts langzaam afnemen.
Voor het meetrendement van natuurlijke achtergrondstraling geldt hetzelfde als vermeld onder punt b. Aangezien achtergrondstraling van alle kanten komt is het meetrendement onafhankelijk van de positie van de detector. Wel is het meetrendement instrument-afhankelijk. Zo zal een detector met een twee keer zo groot volume twee keer zoveel pulsen per seconde natuurlijke achtergrondstraling geven.

d. Besmettingsmetingen en dosis(tempo)metingen
Bij het voorgaande is gebleken dat bij het uitvoeren van een besmettingsmeting de meteruitslag, in pulsen per seconde, nog geen uitsluitsel geeft over de activiteit in becquerel. De detector geeft slechts een fractie (E_m) van de besmetting weer, vermeerderd met een gedeelte van de achtergrondstraling. Elk type detector heeft een andere E_m en dus een andere meteruitslag. Men kan derhalve slechts een kwalitatieve uitspraak doen over de mate van besmetting, tenzij het detector-rendement bekend is. Voor instrumenten die het dosis(equivalent) of het dosis(equivalent)tempo meten is dit anders. Deze instrumenten meten niet het aantal stralingskwanten op een bepaald meetpunt maar de afgegeven energie per massa-eenheid. Dit betekent dat verschillende typen dosis(tempo)meters op hetzelfde meetpunt ook dezelfde meteruitslag geven. Bij dosis(tempo)meters is de interpretatie van de meetgegevens dus een stuk eenvoudiger dan bij besmettingsmeters.

In alle gevallen is het echter noodzakelijk de metingen op een gestandaardiseerde manier uit te voeren. Voor dosistempo-metingen van met fallout besmette gebieden wordt daarom altijd gemeten op 1 meter boven het maaiveld. Daarbij is tevens van belang om op te geven op welk tijdstip de meting is uitgevoerd omdat de samenstelling van fallout (door fysisch verval) met de tijd verandert. Met behulp van algemene formules kan dan worden berekend welke dosis tijdens een bepaalde verblijfsduur in een falloutgebied wordt ontvangen. Op eenzelfde wijze kan de dosis tengevolge van een huid- of kledingbesmetting met fallout worden berekend. De meting van het gamma-dosistempo dient dan op korte afstand van de besmetting (10 cm) te worden uitgevoerd.

 

Hoofdstuk V Technische aspecten van kernwapens

1. Inleiding

a. Explosie
Een explosie wordt gedefinieerd als het plotseling vrijkomen van een grote hoeveelheid energie in een kleine ruimte. De hoge temperaturen die daarbij optreden veroorzaken ter plaatse een zeer hoge druk, gevolgd door een snelle uitzetting van de vuurbol en explosiewolk en het ontstaan van een schokgolf. Bij conventionele explosies manifesteert dit zich in hoofdzaak in de vorm van luchtdruk.
Bij de explosie van een kernwapen komt de energie vrij in de vorm van:

(1) luchtdruk

(2) thermische straling

Bij een kernwapenexplosie is de energiebron als puntbron te beschouwen, ter wijl in het geval van een conventionele explosie voor een overeenkomstige hoeveelheid energie een enorm volume aan explosief materiaal vereist zou zijn.
Bij kernwapens is de vrijkomende energie een gevolg van kernsplijting, kernfusie of een combinatie van deze twee, terwijl bij conventionele explosies de energie afkomstig is van een chemische reactie. De uitwerking van een kernwapenexplosie wordt bepaald door de hoogte waarop de explosie plaatsvindt.

b. Energieverdeling bij kernwapenexplosies
De verdeling van de vrijkomende energie wordt bepaald door het soort wapen (splijting, fusie of een combinatie). De bij een kernwapenexplosie vrijkomende energie kan bij benadering als volgt worden verdeeld (figuur 5.1).

Figuur 5.1 Energieverdeling

c. Vermogen van een kernwapen
Teneinde een maatstaf te hebben voor het wapenvermogen gaat men uit van de energie die vrijkomt, wanneer 1000 ton (=1 kt) van een conventioneel explosief (TNT) tot explosie wordt gebracht.
Wanneer 1 kg U-235 (een kubus met ribben van 4 cm) of Pu-239 een splijtingsproces ondergaat, is de hoeveelheid vrijkomende energie te vergelijken met de hoeveelheid energie die vrijkomt bij de explosie van 20.000 ton TNT (=25.000 m³). Bij het fusieproces van 1 kg deuterium komt evenveel energie vrij als bij de explosie van 57.000 ton TNT Ter illustratie moge dienen, dat tijdens de Tweede Wereldoorlog een totaal aan explosief vermogen van 5600 kt (=5,6 Mt) is gebruikt.

2. Kernsplijting

a. Algemeen
Voor het splijten van uranium- of plutoniumkernen zijn neutronen nodig. Neutronen kunnen afhankelijk van hun energie als volgt worden onderverdeeld:

Figuur 5.2 Neutronen-energieën

Voor een goed begrip van de werking van een splijtingswapen zijn de volgende feiten van belang:

(1) Natuurlijk uranium bestaat uit een mengsel van 3 isotopen, n.l. U-238 (99,2 tot 99,3070), U-235 (0,7 tot 0,870) en sporen U-234.

(2) Wordt U-238 getroffen door een snel neutron, dan kan de kern worden gespleten in 2 ongeveer gelijke stukken. Bij een neutronen-energie groter dan 10 MeV zijn de splijtingskansen zelfs aanzienlijk.

(3) Wordt U-238 getroffen door neutronen met een lagere energie dan neemt de kans op invangst sterk toe, terwijl de kans op splijting praktisch nihil wordt. Daalt de neutronenenergie beneden 1,5 MeV, dan treedt geen splijting van U-238 meer op. De kans op invangst is het grootst bij langzame neutronen. Wordt een neutron in een U-238 kern ingevangen, dan wordt een U-239 kern gevormd, die radioactief is met een halfwaardetijd van ca. 23 minuten en overgaat in neptunium-239.

²³⁹ ₉₂U ²³⁹₉₃Np + ⁰_-1e

Np-239 is eveneens radioactief (halfwaardetijd ruim 2 dagen) en gaat over in plutonium 239.

²⁹³ ₉₃Np ²³⁹₉₄Pu + ⁰_-1e

Dit isotoop is een alfastraler met een halfwaardetijd van ca. 24.000 jaar. Het gaat door uitstoting van een alfadeeltje over in U-235.

²³⁹ ₉₄Pu ²³⁵₉₂U + ⁴₂He

b. Splijting van U-235
Wordt U-235 getroffen door neutronen, dan kan splijting van de kern in twee ongeveer gelijke delen optreden. Deze splijting treedt op bij alle neutronenenergieën, maar voornamelijk bij thermische neutronen. Dit is een essentieel verschil met U-238, dat alleen met snelle neutronen splijtbaar is. U-235, dat getroffen wordt door een neutron, levert de volgende algemene splijtingsreactie:

Figuur 5.3 Kernsplijting

Er zijn dus vele splijtingsprodukten mogelijk. Zeer belangrijk in bovenstaande reactie is, dat één neutron de reactie in gang zet en dat er gemiddeld drie neutronen vrijkomen (splijtingsneutronen). De splijting van een U-235 kern wordt weergegeven in figuur 5.3. De vorengenoemde splijtingsneutronen hebben een grote energie (groter dan 10 MeV). De splijtingsprodukten behoren tot de middelzware elementen en zijn in het algemeen radioactief. Behalve het U-235 wordt ook het Pu-239 gebruikt als splijtstof voor kernwapens. Pu-239 kan door zowel langzame als snelle neutronen worden gespleten.

c. Kettingreactie
De bij splijting van een uraniumkern vrijgekomen neutronen kunnen op hun beurt weer worden gebruikt voor het splijten van drie andere uraniumkernen, die ieder weer drie neutronen opleveren (in totaal dus negen). Zo kan zich de reactie, die bij één kern begint, uitbreiden over alle beschikbare U-235. Men noemt dit een kettingreactie (zie figuur 5.4)

Figuur 5.4 Kettingreactie
Niet alle splijtingsneutronen zullen echter een andere U-235 kern splijten daar er neutronen zullen ontsnappen en dus verloren gaan. Ook zullen neutronen in een kern worden ingevangen zonder splijting van die kern te veroorzaken. Alleen indien tenminste 1 van de 3 splijtingsneutronen een nieuwe splijting veroorzaakt, zal de reactie zich spontaan voortzetten. De `winst en verliesrekening’ van de neutronen, de z.g. neutronenbalans, dient positief te zijn, wil een kettingreactie optreden. Is daarbij de winst gelijk aan het verlies, dan zal de reactie langzaam verlopen (kernreactor). Is de winst belangrijk groter, dan zal de reactie snel of zelfs explosief verlopen.
Bij een bolvormige massa uranium zal het neutronenverlies door ontsnapping aan het oppervlak geringer worden naarmate de massa van de bol toeneemt. Dit houdt verband met het feit dat het oppervlak van een bol (relatief gesproken) kleiner wordt naarmate de inhoud toeneemt. Immers, de inhoud (en dus ook de massa) van de bol verandert met de 3e macht van de straal, terwijl het oppervlak verandert met het kwadraat van de straal. Bij de bovenstaande redenering is uitgegaan van een bolvormige uraniummassa, maar vanzelfsprekend geldt de argumentatie evenzeer voor ieder willekeurig gevormd stuk uranium.
Figuur 5.5 laat zien dat het neutronenverlies bij groter wordende straal verhoudingsgewijs geringer wordt.

Figuur 5.5 Bij grotere massa wordt het neutronenverlies verhoudingsgewijs geringer

Het invangen van neutronen kan plaatsvinden in U-238, waardoor bij gebruik van U-238 samen met U-235 het neutronenverlies veel groter is dan bij het gebruik van zuiver U- 235. Het is bij natuurlijk uranium dan ook niet mogelijk de neutronenbalans door vergroting van de massa positief te maken. Dit laatste is wel mogelijk bij U-235.

d. Kritische massa
Er is een bepaalde hoeveelheid U-235 waarbij de neutronenbalans positief wordt. Bij een dergelijke hoeveelheid zal de reactie spontaan beginnen, daar er altijd wel vrije neutronen zijn die de reactie kunnen inleiden. De hoeveelheid U-235 waarbij dit het geval is, noemt men de kritische massa. Bij een grotere massa is de neutronenbalans positief en wordt gesproken van een superkritische massa. Voor een kernwapen is dus een superkritische massa nodig. Een splijtingswapen bestaat uit twee gescheiden massa’s uranium, die ieder voor zich subkritisch, maar bijeengevoegd superkritisch zijn. Wanneer de beide massa’s worden verenigd (een voortdrijvende lading schiet de ene massa op de andere), volgt de kernexplosie (zie figuur 5.6).

Figuur 5.6 De vorming van een superkritische massa in een kernwapen

Om bij de constructie van het wapen niet afhankelijk te zijn van eventueel aanwezige vrije neutronen wordt een neutronenbron ingebouwd. Hiertoe voegt men beryllium aan het U-235 toe. Alfadeeltjes, afkomstig van het verval van uranium maken in beryllium neutronen vrij:

⁹ ₄Be + ⁴₂He ¹²₆C +¹₀n

Het neutronenverlies aan het oppervlak kan ook worden verminderd door om het uranium een neutronen-reflecterende laag aan te brengen, hetgeen op de neutronenbalans een positief effect heeft. De kritische massa wordt daardoor verminderd (zie figuur 5.7). Deze reflecterende laag dient een zeer hoge dichtheid te hebben om zoveel mogelijk neutronen te kunnen reflecteren.

Figuur 5.7 Kritische massa voor verschillende materialen

Zij moet tevens in staat zijn het uranium (na vereniging) zolang mogelijk bij elkaar te houden, teneinde de kettingreactie gelegenheid te geven zich over de gehele uraniummassa uit te breiden. Daarom wordt deze reflecterende laag ook wel traagheidsmantel genoemd. Explodeert het wapen voortijdig, dan is de reactie nog niet ver genoeg voortgeschreden en is het effect van de explosie niet maximaal. Er bestaat nog een andere methode om het oppervlak, waar neutronenverlies plaatsvindt, te verkleinen. Wanneer men een subkritische massa splijtstof zeer sterk samenperst, zal het oppervlak verminderen bij gelijkblijvende massa. Het is op deze wijze mogelijk een subkritische massa splijtbare stof superkritisch te maken. De technische uitvoering is zodanig, dat men een bolvormige (subkritische) hoeveelheid splijtstof omgeeft met een ’schil’ van trotylblokken (TNT) van een bepaalde vorm. Op het gewenste moment worden deze trotylblokken tegelijkertijd tot ontploffing gebracht, waardoor een hevige naar binnen gerichte druk op de splijtstof inwerkt. Het oppervlak van de bol splijtbaar materiaal wordt door de explosiedruk verkleind, het neutronenverlies wordt geringer en de neutronenbalans wordt positief. Het beginsel waarop deze constructie berust, staat bekend als ’implosieprincipe’ (zie figuur 5.8).

Figuur 5.8 Samenpersing van splijtstof volgens het implosieprincipe

3. Kernfusie

a. Algemeen
De werking van een fusiewapen berust op de samensmelting van kernen van lichte elementen, b.v. waterstof, tot kernen van een zwaarder element, b.v. helium, waarbij energie vrijkomt. Deze kernreacties verlopen slechts onder bijzondere omstandigheden. Zo is voor de reactie een temperatuur nodig van vele miljoenen graden Celsius. Om deze hoge temperatuur te bereiken wordt een splijtingswapen als detonator gebruikt. Een toepassing van kernfusie is de waterstofbom (H-bom). De waterstof-isotopen deuterium en tritium zijn de grondstoffen voor een fusiewapen. De kernreactie verloopt als volgt:

³ ₁H + ²₁H ⁴₂He + ¹₀n + E

Het is de hoge temperatuur (dus de grote kinetische energie van de atomen), die de reactie doet verlopen. De bij de reactie geproduceerde energie (E) zorgt ervoor dat deze hoge temperatuur blijft bestaan, waardoor de reactie doorgaat. Men spreekt dan ook van een thermonucleaire reactie.
In tegenstelling tot de kernsplijting is hier geen sprake van een door neutronen onderhouden kettingreactie. De bij de kernfusie vrijkomende neutronen zijn ’bijprodukten’.

b. Praktische problemen
Er bestaan grote praktische bezwaren tegen het gebruik van tritium. Het is een radioactief waterstof-isotoop met een halfwaardetijd van ca. 12’/z jaar. De houdbaarheid van het wapen is dus beperkt.
Het stabiele lithium-6 (7,4% van natuurlijk lithium) is vrij gemakkelijk splijtbaar door splijtingsneutronen:

⁶ ₃Li + ¹₀n ³₁H + ⁴₂He

Het lithium-6 is in staat, bij aanwezigheid van splijtingsneutronen, het tritium tijdens de explosie van de detonator (splijtingswapen) te vormen, waarna het in reactie kan treden met deuterium.
Een bijkomend voordeel van het lithium is, dat het een chemische verbinding kan aangaan met deuterium. In dit lithium-deuteride heeft men dan beide grondstoffen in één chemische verbinding verenigd. Bij een wapen dat energie ontleent aan de fusie-reactie van deuterium en tritium, worden slechts door de detonator splijtingsprodukten gevormd. De hoofdexplosie levert wel zeer snelle neutronen (tot 14 MeV) maar geen splijtingsprodukten.
Bij de lithium-deuteride reactie worden neutronen met zeer hoge energie (tot 14 MeV) geproduceerd. De kans op splijting vn U-238 is bij deze zeer snelle neutronen aanzienlijk. Technisch gezien is splijting van U-238 veruit te verkiezen boven die van U-235.
Immers natuurlijk uranium bestaat voor ruim 99,2 tot 99,3 % uit U-238. Het moeilijke procédé van het scheiden van de isotopen is hierbij onnodig. Vanzelfsprekend worden ook bij de splijting van U-238 splijtingsprodukten gevormd, zoals dat bij U-235 ook het geval is.

4. Soorten kernwapens

a. Boosterwapen
Brengt men in een splijtingswapen het plutonium aan in de vorm van een holle bol met in het middelpunt een kleine hoeveelheid fusiemateriaal, dan zullen de compressie en de verhitting tengevolge van de implosie leiden tot een thermonucleaire reactie. Het grote aantal neutronen dat bij deze reactie vrijkomt dringt het plutonium binnen en veroorzaakt daar extra splijtingen, naast de splijtingen die al bij de normale kettingreactie optreden. Op deze wijze vergroot men de totale splijtingsopbrengst sterk. In de vaktaal heet deze methode ’boosting’ (aanjagen).

Figuur 5.9 Schema van een boosterwapen
A= fusiemateriaal,
B= splijtbare kern (plutonium of uranium-235),
C= mantel tevens reflector (uranium plus beryllium),
D= lens van krachtige springstof (in vorm geknede lading),
E= ontsteking.

b. Splijting-fusie-splijtingswapen
Als men de traagheidsmantel van een waterstofwapen van uranium-238 maakt, zullen de vrijkomende neutronen bij de thermonucleaire reactie splijtingen veroorzaken in het uranium. De hierbij vrijkomende extra energie draagt aanzienlijk bij aan het totale wapenvermogen. Natuurlijk uranium en ook verarmd uranium (uranium met een zeer lage concentratie aan uranium-235) kunnen zo worden gebruikt in de mantel van het fusie-wapen om dit efficiënter te maken.
Een wapen met een uraniummantel levert energie op in drie fasen:

(1) Eerst via splijting in de detonator
Splijting van U-235 (of Pu-239) produceert de hoge temperatuur die vereist is voor de thermonucleaire reactie en de neutronen die lithium-6 omzetten in tritium en helium.
(2) Vervolgens doorfusie de aanvuurexplosie
Het uit lithium-6 gevormde tritium en het deuterium fuseren onder vorming van helium. Voorts worden zeer snelle neutronen gevormd, die nodig zijn voor de volgende fase.
(3) Tenslotte door splijting in de mantel de hoofdexplosie
Splijting van U-238 door zeer snelle neutronen. Het vermogen van deze wapens is vele malen groter dan die van een normaal splijtingswapen en wordt uitgedrukt in megatonnen (1 Mt= 1000 kt).

Aan de hand van het gestelde hierboven spreekt men daarom van een splijting-fusie-splijtingswapen (fission-fusion fission=FFF; zie figuur 5.10). Bij dit wapen wordt, in tegenstelling tot een normaal splijtingswapen, ook de traagheidsmantel verspleten.
Een explosie volgens dit 3-fasen principe zal veel splijtingsprodukten opleveren. In de gebruikelijke terminologie is een dergelijk wapen zeer ’vuil’, aangezien de hoeveelheid fallout vele malen groter is dan bij een normaal splijtingswapen.

Figuur 5.10 Schema van een FFF-wapen

Nog ’vuilere’ kernwapens kunnen worden ontworpen door het thermonucleaire materiaal te vermengen met elementen die gemakkelijk door snelle neutronen worden geactiveerd tot radioactieve produkten. Een dergelijk proces wordt ’salting’ genoemd en heeft tot doel de hoeveelheid radioactiviteit van de fallout te verhogen, zonder dat dit gepaard gaat met een verhoging van het explosieve vermogen. Als men een materiaal kiest dat een optimale halfwaardetijd combineert met het uitzenden van energierijke straling (b.v. kobalt-60J, zal dat resulteren in een zgn. radiologisch wapen.

c. Neutronenwapen
Neutronenwapens zijn fusiewapens, doch in tegenstelling tot de andere fusiewapens hebben zij een lage explosieve kracht (ongeveer 1 kt) en zijn zodanig ontworpen dat de effecten van de directe straling maximaal zijn. Vandaar de benaming ERRB-wapen, d.w.z. Enhanced Radiation Reduced Blast (verhoogde straling en verminderde druk). Bij nucleaire reacties verschijnt de vrijkomende energie aanvankelijk als kinetische energie van de nucliden die bij de reactie zijn gevormd. Onder de hier geldende omstandigheden is het aandeel van elk nuclide in deze energie omgekeerd evenredig met de massa van het nuclide. Bij de belangrijkste fusiereactie;

³ ₁H + ²₁H ⁴₂He + ¹₀n + E

heeft het neutron éénvijfde van de totale massa en verkrijgt derhalve viervijfde van de totale energie. Als het wapen nu zo wordt geconstrueerd dat er weinig materialen aanwezig zijn die neutronen kunnen absorberen, dan nemen de neutronen 80% van de totale energie met zich mee en blijft er 20% over voor druk en hitte. In de praktijk zal het aandeel van de neutronenenergie kleiner zijn, omdat er neutronen worden geabsorbeerd door het splijtingsmateriaal noodzakelijk voor het starten van de fusiereactie.

5. Soorten explosies

a. Algemeen
Het medium waarin een kernwapen tot explosie wordt gebracht bepaalt in belangrijke mate de energieverdeling over de verschillende explosieverschijnselen.
Zo is een belangrijke factor het feit of een explosie in de lucht, op het oppervlak of daaronder plaatsvindt.
Er worden daarom de volgende soorten explosies onderscheiden:

• exo-atmosferische explosies
• luchtexplosies
• maaiveldexplosies
• ondergrondse explosies
• onderwaterexplosies

Bij een explosie in de atmosfeer vormen de wapenresten met het omringende medium een intens hete en oplichtende massa, de vuurbol genaamd. Een luchtexplosie wordt gedefinieerd als een explosie op een hoogte minder dan 30 km doch zo hoog dat de vuurbol het aardoppervlak niet raakt. Een exo-atmosferische explosie wordt gedefinieerd als een explosie die plaatsvindt op een hoogte groter dan 30 km, dus buiten de atmosfeer. Een maaiveldexplosie heeft plaats op het aardoppervlak of op een dusdanige hoogte dat de vuurbol het aardoppervlak raakt. Ondergrondse en onderwaterexplosies vinden uiteraard plaats onder het aardoppervlak; afhankelijk van de diepte zal een deel van de explosie-energie bovengronds worden afgegeven.

De verschillende verschijnselen bij de genoemde soorten explosies zijn een gevolg van de wijze van energieoverdracht van het exploderende wapen aan de omgeving, waardoor variaties ontstaan in de energieverdeling over luchtdruk, thermische straling en kernstraling.

b. Beschrijving van een luchtexplosie
(1) Ontwikkeling van de vuurbol
De enorme hoeveelheid energie die bij de splijtings- of fusiereactie in minder dan een microseconde vrijkomt wordt in eerste instantie overgedragen aan de splijtingsprodukten en de bestanddelen van het wapen. De temperatuur stijgt daardoor tot extreme waarden van tientallen miljoenen graden, vergelijkbaar met de temperatuur in het binnenste van de zon. Bij deze hitte worden alle materialen in gasvorm omgezet. Door de traagheid van de materie onstaat daarbij een buitengewoon hoge druk van meer dan 10⁸ kPa (10⁶ atmosfeer). In deze eerste fase van minder dan een microseconde straalt de extreem hete massa energie uit in de vorm van elektromagnetische straling (röntgenstraling) welke in de onmiddellijke omgeving door de omringende atmosfeer wordt geabsorbeerd. Daardoor ontstaat een zeer hete massa, bestaande uit lucht en gasvormige wapen resten: de vuurbol. Deze vuurbol zendt vervolgens een gedeelte van de energie in de vorm van straling met grotere golflengte (zichtbaar licht) uit.
De rest van de energie wordt in de vorm van een schokgolf overgedragen. Onmiddellijk na het ontstaan begint de vuurbol door deze overdracht van energie aan zijn omgeving zeer snel in omvang toe te nemen. Doordat de explosie-energie over een steeds grotere massa wordt verdeeld neemt de temperatuur van de vuurbol af en daarmee ook de expansiesnelheid. Als de temperatuur is gedaald tot ongeveer 300 000 °C is de expansiesnelheid ongeveer gelijk aan de snelheid van het geluid. Op dit moment ontwikkelt zich een schokfront aan de rand van de vuurbol. De groei van de vuurbol wordt dan bepaald door de snelheid van het schokfront (de hydrodynamische fase van de vuurbol). Door de enorme toename van de luchtdruk in het schokfront stijgt de temperatuur ter plekke tot een waarde die voldoende is om de lucht in het schokfront te doen oplichten. Tezelfdertijd is de buitenste schil van de vuurbol ondoorschijnend voor de straling uit de (veel hetere) kern. Daardoor neemt de helderheid van de vuurbol tijdens de hydrodynamische fase sterk af (ca. 0,5 ms na een luchtexplosie van 20 kt).

Bij een verdere toename van de omvang van de vuurbol neemt ook de temperatuur in het schokfront af. Op een bepaald moment is de temperatuur zo ver gedaald dat het schokfront weer transparant wordt waardoor de hete kern weer zichtbaar wordt (ca. 15 ms na een luchtexplosie van 20 kt). Dit verschijnsel, waarbij het schokfront zich losmaakt van de vuurbol, wordt de ’breakaway’ genoemd. Als gevolg van dit proces wordt de vuurbol dus tijdelijk minder helder: de thermische straling wordt in twee pulsen uitgezonden.
Door de hoge temperatuur stijgt de vuurbol als een heteluchtballon op. De stijgsnelheid bedraagt in het begin ongeveer 500 km/h, maar neemt af naarmate de vuurbol in omvang toeneemt en de temperatuur daalt.

(2) De radioactieve wolk
Naarmate de vuurbol stijgt zetten de gassen uit, koelen af en condenseren waardoor een radioactieve wolk ontstaat bestaande uit splijtingsprodukten, resten splijtstof en wapenmateriaal, samen met waterdamp uit de atmosfeer. Door deze opstijging en de daarmee gepaard gaande afkoeling aan de buitenzijde van de vuurbol, verandert deze van vorm. De oorspronkelijke bolvorm verandert in een ringvorm waarin de lucht in een heftige spiraalvormige beweging is. Tegelijkertijd wordt koude lucht van opzij en van onderen aangezogen waardoor een zuil van opstijgende lucht ontstaat (stam). Daardoor krijgt de explosiewolk de bekende paddestoelvorm (zie figuur 5.11).

Figuur 5.11 Doorsnede van de ’paddestoel’

De kleur van de wolk is eerst roodachtig bruin als gevolg van chemische reacties die bij de hoge temperaturen optreden tussen de stikstof- en zuurstofmoleculen uit de atmosfeer. Naarmate meer waterdamp condenseert verandert de kleur naar wit. De uiteindelijke hoogte van de wolk hangt af van het wapenvermogen en de atmosferische omstandigheden, en wordt sterk beïnvloed door de grenslaag tussen de troposfeer en de stratosfeer. In deze grenslaag heeft de wolk sterk de neiging om in horizontale richting uit te breiden. Slechts als er nog voldoende warmte in de wolk aanwezig is zal deze in de meer stabiele laag van de stratosfeer kunnen doordringen.

c. Beschrijving van een maaiveldexplosie
Bij een maaiveldexplosie is de ontwikkeling van de vuurbol in eerste instantie gelijk aan die van de luchtexplosie. De nabijheid van het aardoppervlak beïnvloedt de uitwerking echter in belangrijke mate.
Doordat de vuurbol het aardoppervlak raakt wordt een grote hoeveelheid bodemmateriaal opgeworpen en meegezogen in de stam. Soms ontstaat er zelfs een tweede wolk, onder de oorspronkelijke explosiewolk (zie figuur 5.12). Als de temperatuur in de wolk afneemt zullen de splijtingsprodukten en de andere radioactieve componenten condenseren op de stofdeeltjes. Deze stofdeeltjes zullen, nadat de heftige turbulentie tot rust is gekomen, geleidelijk neerdalen als fallout. De hoeveelheid fallout hangt af van verschillende factoren, zoals wapenvermogen, explosiehoogte, de bodemsamenstelling en meteorologische condities. Naarmate het explosiepunt hoger ligt wordt minder materiaal opgeworpen en worden de radioactieve deeltjes verder verspreid. Het gevaar van de radioactieve fallout is dan veel minder dan bij een explosie op het aardoppervlak waarbij een zeer ernstige besmetting met fallout zal op treden.
De schokgolf, die zich een fractie van een seconde na de explosie ontwikkelt en van de vuurbol af beweegt, is het belangrijkste destructieve element van een kernwapen. Vanzelfsprekend is het effect sterker naarmate de explosie dichter bij het aardoppervlak plaatsvindt. Bij een luchtexplosie zal het schokfront zich bolvormig van het explosiepunt verwijderen. Bij een maaiveldexplosie wordt het schokfront door het aardoppervlak teruggekaatst, waardoor de destructieve kracht toeneemt. Een deel van de energie bij een maaiveldexplosie zal rechtstreeks aan de bodem worden afgegeven en zich voortplanten in de vorm van een aardschok. Doordat op het explosiepunt een druk ontstaat die duizenden malen groter is dan de atmosferische druk zal een gedeelte van het bodemmateriaal worden wegggedrukt waardoor een krater ontstaat. Tengevolge van warmte-overdracht aan de bodem, afscherming door terrein oneffenheden en absorptie in het opgeworpen bodemmateriaal zal de hittestraling bij een maaiveldexplosie minder ver reiken dan bij een luchtexplosie van hetzelfde vermogen. Hetzelfde geldt voor de directe kernstraling.

Bij explosies boven het wateroppervlak zullen bovendien geweldige golven onstaan. Bij ondiep water kan daarbij ook nog een krater worden gevormd.

Figuur 5.12 Ontstaan van de tweede wolk bij een maaiveldexplosie

d. Beschrijving van een ondergrondse explosie Bij een ondergrondse explosie zal de vuurbol bestaan uit splijtingsprodukten, wapenresten en verdampte bodembestanddelen. Afhankelijk van de diepte zal de vuurbol wel of niet door het aardoppervlak heen breken. Het eerste teken van een ondiepe ondergrondse explosie is een lichtschijnsel op het aardoppervlak, onmiddellijk gevolgd door grote hoeveelheden bodem materiaal die de lucht in worden geslingerd (zie figuur 5.13).

Figuur 5.13 Ondiepe ondergrondse explosie

Gelijktijdig ontsnapt een enorme hoeveelheid gas, waarin het bodemmateriaal wordt meegevoerd in de vorm van een cilindervormige zuil. Naarmate de zuil hoger wordt, waaiert deze uit en vormt een grote wolk.

Figuur 5.14 Ontstaan van basisrook (±, originele plaatje niet voorhanden)

Een deel van het opgeworpen materiaal valt al snel weer terug, waardoor aan de basis een zich uitbreidende stofwolk ontstaat, de zogenaamde basisrook (zie figuur 5.14). Indien de vuurbol door het aardoppervlak heen breekt zal tevens een schokgolf in de atmosfeer ontstaan. De sterkte hangt af van de diepte van het explosiepunt en het wapenvermogen. Bij ondergrondse explosies is de aardschok een zeer belangrijke factor. Bij diepe explosies is dit zelfs het enige verschijnsel van belang. Bij ondiepe explosies zal bovendien een grote krater worden gevormd. Op grotere diepte wordt slechts een holle ruimte gevormd. De hittestraling en de directe kernstraling worden minder belangrijk naarmate de diepte toeneemt. De nablijvende kernstraling, afkomstig van fallout, zal bij een explosie op geringe diepte veel overeenkomst vertonen met die van een maaiveldexplosie. Wanneer de explosie niet door het aardoppervlak heen breekt blijft al het radioactieve materiaal in de gevormde holle ruimte achter.

e. Beschrijving van een onderwaterexplosie

Figuur 5.15 Voorbeelden van onderwaterexplosies

Bij een onderwaterexplosie ontstaat een enorme gasbel, bestaande uit splijtingsprodukten, wapenmateriaal en waterdamp, van waaruit de onderwaterschokgolf zich zeer snel voortplant. Ook na het ontstaan van de schokgolf verdampt nog steeds water, waardoor de gasbel nog aanzienlijk wordt vergroot. Tengevolge van de traagheid van het weggedrukte water wordt de druk in de bel op een gegeven ogenblik lager dan de druk in het omringende water. De gasbel wordt daardoor weer kleiner, om vervolgens nog  enkele pulserende bewegingen te maken terwijl intussen de gasbel naar het oppervlak stijgt.
Bij explosies op geringe diepte kan de gasbel al aan het oppervlak zijn voordat het eerste maximum is bereikt; bij zeer diepe explosies kan de gasbel zelfs ’dichtklappen’ voordat het oppervlak wordt bereikt.
Bij explosies op geringe diepte zal een belangrijk deel van de energie in de vorm van luchtdruk worden afgegeven. Het ontsnappen van de gasbel en het daarop volgende ’dichtslaan’ van het wateroppervlak veroorzaakt grote oppervlaktegolven. Bij het dóórbreken van de gasbel worden enorme hoeveelheden water in de vorm van een holle zuil meegevoerd. De waterdamp in de explosiewolk zal bij toenemende hoogte afkoelen en uiteindelijk condenseren tot een enorme condensatiewolk (zie figuur 5.15). Hitte en directe kernstraling zijn, behalve bij ondiepe explosies, van geen betekenis.

f. Beschrijving van een exo-atmosferische explosie
Bij een explosie op grote hoogte verandert het mechanisme van de vorming van de vuurbol doordat de röntgenstraling in de zeer ijle lucht veel verder kan doordringen alvorens geabsorbeerd te worden.

Figuur 5.16 Ontstaan van de halo bij een exo-atmosferische explosie (2 foto’s van dezelfde ontploffing)

De interactie van de wapenresten met de atmosfeer wordt dan de belangrijkste oorzaak van de vuurbol. Doordat de wapenresten geïoniseerd zijn wordt de kern van de vuurbol beïnvloed door het aardmagnetisch veld. Vanwege de grote afstand die de röntgenstraling aflegt neemt de vuurbol snel in omvang toe, terwijl ook de stijgsnelheid hoog is. Rond de vuurbol kan soms een uitgebreide rode lichtring (halo) gezien worden afkomstig van aangeslagen zuurstofatomen die zijn ontstaan na passage van de schokgolf in de ijle atmosfeer (zie figuur 5.16).
Exo-atmosferische explosies zijn extreem helder en daardoor op afstanden van honderden kilometers zichtbaar. Een zeer belangrijk effect van exo-atmosferische explosies is voorts de vorming van een elektromagnetische puls (EMP).

6. Luchtdruk en schokfront

a. Algemeen
Wanneer een door een explosie veroorzaakt schokfront zich door de omringende atmosfeer verplaatst, ontstaat op het moment van aankomst van het schokfront op een bepaald punt een plotseling drukstijging. Men noemt dit de statische druk. Deze drukverhoging wordt gevolgd door een daling van de druk tot die van de omgeving en daarna zelfs eronder. Tenslotte keert de druk terug tot de normale omgevingsdruk (zie figuur 5.17).

Figuur 5.17 Luchtdrukveranderingen bij passage van de drukgolf

Het gedeelte van de drukgolf boven de normale druk heet de positieve fase. Het gedeelte beneden de normale druk heet negatieve fase.
Het drukverschil tijdens de negatieve fase is in de regel klein ten opzichte van dat van de positieve fase. De negatieve fase duurt enige keren langer dan de positieve fase. Naast de statische druk bestaat het verschijnsel dynamische druk. De dynamische druk ontstaat door de drukverschillen die optreden bij het verplaatsen van de drukgolf. Hierdoor ontstaan luchtstromingen die dezelfde uitwerking hebben als een orkaan. Gedurende de positieve fase waait de wind in dezelfde richting als het zich verplaatsende schokfront en tijdens de negatieve fase in de richting van de explosie.

b. Voortplanting in de vrije atmosfeer

(1) Algemeen
In de vrije atmosfeer vermindert de energie van het schokfront tengevolge van de bolvormige uitbreiding en het afstaan van energie aan de gepasseerde atmosfeer. De schokgolf neemt dus in kracht af naarmate de afstand tot het explosiepunt groter wordt.
(2) Relatie tussen aankomsttijd en afstand tot het explosiepunt
Bij atmosferische druk als op zeeniveau heeft het schokfront op het moment dat het zich losmaakt van de vuurbol een snelheid van ongeveer zeven maal die van het geluid. Naarmate de overdruk daalt, neemt ook de snelheid af, en wordt uiteindelijk minder dan die van het geluid. Als gemiddelde snelheid wordt voor de verplaatsingssnelheid van het schokfront 350 m/s aangehouden. De aankomsttijd van het schokfront van een 1 kt-wapen in een homogene atmosfeer (zeeniveau) is aangegeven in figuur 5.18.

Figuur 5.18 Aankomsttijd van het schokfront als functie van de afstand voor de explosie van een 1 kt-wapen in een onbegrensde homogene atmosfeer op zeeniveau

Dezelfde figuur kan ook worden toegepast bij andere wapenvermogens onder gebruikmaking van de navolgende
formule:

waarbij:

x_w = de afstand lot het explosiepunt bij een wapenvermogen van W kt.
x₁ = de afstand tot het explosiepunt bij een wapenvermogen van 1 kt (zie figuur 5.18).
t_w = de aankomsttijd van het schokfront op afstand xv bij een wapen vermogen van W kt.
t₁ = de aankomsttijd van het schokfront op afstand x, bij een wapen vermogen van 1 kt.

Voorbeeld

Gegeven : Een afstand van 10 km van een explosie van 1 Mt.
Gevraagd : Aankomsttijd van het schokfront.
Oplossing : De vergelijkbare afstand voor een explosie van 1 kt blijkt uit.

dus x₁ = 1 km. Uit figuur 5.18 kan worden afgelezen dat het schokfront op 1 km afstand arriveert na 2,5 seconde. Op 10 km afstand van een 1 Mt explosie komt het schokfront aan na:

dus t_w = 25 s.

c. Overdruk
(1) Relatie tussen maximum overdruk en afstand tot het grondnulpunt
Figuur 5.19 geeft het verband aan tussen afstand en maximum overdruk bij een explosie van een 1 kt-wapen in een homogene atmosfeer op zeeniveau.

Figuur 5.19 Maximum overdruk als functie van de afstand voor de explosie van een I kt-wapen in een onbegrensde homogene atmosfeer op zeeniveau

Uit figuur 5.19 kan worden afgelezen dat de maximum overdruk op 1 km gelijk is aan 9 kPa. Dezelfde figuur kan ook worden toegepast bij andere wapenvermogens onder gebruikmaking van de navolgende formule:

waarbij:
p_w = de maximum overdruk op een afstand x_w bij een wapenvermogen van W kt.
p₁ = de maximum overdruk op een afstand x₁ bij een wapenvermogen van 1 kt (zie figuur 5.19).
x_w = de afstand tot het explosiepunt bij een wapenvermogen van W kt.
x₁ = de afstand tot het explosiepunt bij een wapenvermogen van I kt.

Voorbeeld:
Gegeven : Een afstand van 10 km van een explosie van 1 Mt.
Gevraagd: De maximum overdruk.
Oplossing: De vergelijkbare afstand voor een explosie van 1 kt blijkt uit:

dus x₁ = 1 km.
Op 10 km afstand van een 1 Mt explosie is de maximale overdruk

dus p_w = 90 kPa.

(2) Relatie tussen duur van de positieve fase en de afstand tot het explo siepunt De duur van de positieve fase neemt toe met het wapenvermogen en de afstand. Figuur 5.20 geeft het verband tussen de duur van de positieve fase en de afstand tot het explosiepunt voor een 1 kt-wapen in een homogene atmo sfeer op zeeniveau.

Figuur 5.20 Relatie tussen de duur van de positieve fase (-overdruk, - - dynamische druk) en de afstand tot het explosiepunt voor een explosie van een 1 kt-wapen in een homogene atmosfeer op zeeniveau

Dezelfde figuur kan worden toegepast voor andere wapenvermogens onder gebruikmaking van de navolgende formule:

waarbij:
d_w = de duur van de positieve fase op een afstand xw bij een wapenvermogen van W kt.
d₁ = de duur van de positieve fase op een afstand x, bij een wapenvermogen van 1 kt (zie figuur 5.20).
x_w = de afstand tot het explosiepunt bij een wapenvermogen van W kt.
x₁ = de afstand tot het explosiepunt bij een wapenvermogen van 1 kt.

Voorbeeld.
Gegeven : Een explosie van 125 kt op zeeniveau.
Gevraagd: De duur van de positieve fase van de overdruk en de dynamische druk op 600 m afstand.
Oplossing: De vergelijkbare afstand voor een 1 kt explosie is:

dus x₁ = 120 m.
Uit figuur 5.20 kan worden afgelezen dat de duur van de positieve fase van de overdruk en de dynamische druk respectievelijk gelijk is aan 0,11 en 0,27 s. Op 600 m afstand van een 125 kt explosie wordt de duur van de positieve fase van de overdruk:

dus d_w = 0,55 s.
en voor de dynamische druk:
5 x 0,27 = 1,35 s.

(3) Impuls De door de luchtdruk veroorzaakte schade is een functie van de overdruk en duur van de positieve fase, m.a.w. van de impuls. De grootte van de impuls wordt aangegeven door het oppervlak onder de kromme van de positieve fase; voor de negatieve fase geldt hetzelfde (zie figuur 5.17).

Figuur 5.21 Luchtverplaatsing tengevolge van dynamische druk

d. Dynamische druk
Onmiddellijk achter het schokfront zal een enorm sterke wind optreden (zie figuur 5.21). Voorbeelden van maximum overdruk en de dynamische druk met daarbij behorende windsnelheden zijn gegeven in figuur 5.22.

Figuur 5.22 Bij het schokfront optredende drukken en windsnelheden

De in figuur 5.22 genoemde windsnelheden gelden op het moment van aankomst van het schokfront. Er dient echter de nadruk op te worden gelegd dat gezien de betrekkelijk korte duur van deze wind, de schade geringer is dan de schade die wordt veroorzaakt door een aanhoudende wind met een overeenkomstige snelheid. De duur van de dynamische druk is iets langer dan de duur van de overdruk tengevolge van de traagheid van de zich bewegende lucht (zie figuur 5.17).

e. Invloed van het aardoppervlak
Wanneer een schokgolf het aardoppervlak treft, wordt deze teruggekaatst. De teruggekaatste golf verplaatst zich sneller dan de oorspronkelijke, omdat de lucht is verwarmd en samengedrukt tengevolge van het passeren van de oorspronkelijke schokgolf. De teruggekaatste schokgolf kan samenvallen met de oorspronkelijke in een ongeveer verticaal schokfront, het `Mach-front’ genaamd. Het gevolg van de terugkaatsing is, dat in het Mach-front een hogere overdruk zal optreden. De mate waarin het verschijnsel zich zal voordoen, is afhankelijk van het wapenvermogen, de explosiehoogte en het reflecterend oppervlak.
Naarmate het Mach-front zich verplaatst zal het punt waar Mach-front, oorspronkelijke en teruggekaatste golf samenkomen (punt T, zie figuur 5.23) hoger komen te liggen.

Figuur 5.23 Ontwikkeling van het Mach front
1 = oorspronkelijke schokgolf
R = teruggekaatste schokgolf
T = punt waar Mach front, oorspronkelijke en teruggekaatste schokgolf samenvallen

Bij de beschrijving van de terugkaatsing van de schokgolf door het aardoppervlak is uitgegaan van een volmaakte reflectie. In werkelijkheid zal dit echter zelden het geval zijn. Oppervlakken die de ideale reflectie het dichtst benaderen zijn ijs-, sneeuw- en watervlakten. Vóór de aankomst van de schokgolf zal vlak boven het aardoppervlak tengevolge van de thermische straling een verhitte luchtlaag worden gevormd. Deze luchtlaag waarin stof en ander materiaal kan zijn opgenomen beïnvloedt het terugkaatsingsproces en kan onder bepaalde omstandigheden het ontstaan van een voordruk ten gevolge hebben (zie figuur 5.24)
De vorming van de voordruk is in hoofdzaak afhankelijk van de explosie hoogte en de afstand tot het explosiepunt en in mindere mate van het wapenvermogen en is significant bij maaiveldexplosies en bij luchtexplosies boven woestijnzand, koraalrotsen, bos en landbouwgebieden.

Figuur 5.24 Ontstaan van de voordruk

f. Overige invloeden De beschreven invloed van het aardoppervlak geldt alleen bij homogene atmosfeer op zeeniveau en bij vlak, open terrein. In werkelijkheid wijken de atmosfeer en de topografie af van de ideale situatie.
(1) Atmosferische invloeden

1. Regen en mist
   Regen en mist verminderen het effect van de schokgolf, omdat energie wordt verbruikt voor het verhitten en verdampen van het water in de atmosfeer.
2. Hoogte
   Tot een hoogte van 15 km zal het effect van de schokgolf vrijwel gelijk zijn aan dat van een explosie op zeeniveau. In de minder dichte luchtlagen daarboven neemt de luchtdrukinvloed af en zal het effect van thermische energie overheersen.

(2) Topografische invloeden
Contouren in het terrein, de aanwezigheid van bossen, steden en bebouwde gebieden beïnvloeden het gedrag van de schokgolf. Deze invloed is evenwel moeilijk te kwantificeren. Bij sterke hellingen kan de overdruk in het Mach-gebied met een factor 2 toe- of afnemen.

g. Kratervorming
(1) Kraters op het land

(a) Algemeen
Kraters worden gevormd door verdamping, uitwerping en samendrukking van het bodemmateriaal. Men onderscheidt hierbij de krater zoals die zich direct na de explosie voordoet (oorspronkelijke krater) en de uiteindelijke krater. De oorspronkelijke krater wordt begrensd door het oppervlak waarbinnen het bodemmateriaal van het onderliggende materiaal volledig is losgemaakt. De uiteindelijke krater ontstaat na terugvallen van een deel van het uitgeworpen materiaal (zie figuur 5.25)
Als kraterdiameter (d_u) geldt de diameter, zoals die kan worden gemeten t.o.v. het oorspronkelijke aardoppervlak.
De kraterdiepte (h_u) is de afstand van het diepste punt tot aan het oorspronkelijke aardoppervlak.
De kraterlip wordt gevormd door weggedrukte grond en teruggevallen materiaal rondom de krater.
Bij een diepe ondergrondse explosie wordt de kraterlip voornamelijk gevormd door teruggevallen materiaal.
Bij een ondiepe of maaiveldexplosie is de weggedrukte grond de belangrijkste bijdrage tot de lipvorming.
In de breukzone (d_b) treedt ernstige scheuring van de bodem op. De diameter van dit gebied aan het aardoppervlak is ongeveer 1,5 x de diameter van de krater (d_u).
In de plastische zone is het bodemmateriaal blijvend verplaatst (samendrukking) zonder breuken. Het omringt de breukzone en kan zich aan het oppervlak uitstrekken tot ongeveer 3 x de kraterdiameter. Het volume van de uiteindelijke krater kan worden berekend volgens de formule:

Figuur 5.25 Kraterprofiel

(b) Invloed van hoogte en diepte van de explosie op de kratervorming
(i) Algemeen
Bij een explosiehoogte van minder dan 3 W^1/3 m (W in kt) zullen de uitzettende gassen oorzaak zijn van kratervorming.
Bij explosies boven 3 WI’Im is samendrukking de belangrijkste oorzaak.
(ii) Invloed op de kraterdiameter
Bij afnemende explosiehoogte, gevolgd door toenemende explosiediepte, wordt de kraterdiameter snel groter tot een explosiediepte van 8 W^1/3 m. Daar beneden is de toename slechts gering tot 20 W^1/3 m, bij nog grotere diepte neemt de kraterdiameter weer af. De kraterdiameter neemt bij een explosiehoogte van 6 W^1/3 m toe tot een explosiehoogte van 18 W^1/3 m. Deze toename is echter weinig belangrijk, omdat de kraterdiepte snel afneemt. Bij explosies boven 18 W^1/3 m is er nauwelijks kratervorming.
(iii) Invloed op de kraterdiepte
Bij vermindering van de explosiehoogte beneden 3 W^1/3 m tot ongeveer 18 W^1/3 ’m explosiediepte neemt de diepte van de krater snel toe. Beneden 18 W^1/3 m explosiediepte neemt de kraterdiep te slechts langzaam toe tot op 27 W^1/3 m explosiediepte.
Beneden een explosiediepte van 27 W^1/3 m zal het terugvallende materiaal oorzaak zijn, dat de kraterdiepte minder wordt dan de explosiediepte.

(2) Kraters onder water
Een onderwaterkrater wordt gedefinieerd als de krater na het bezinken van het opgeworpen bodemmateriaal. Op den duur zal door de beweging van het water de krater wijder en ondieper worden en uiteindelijk geheel verdwijnen. De afmetingen van een onderwaterkrater zijn afhankelijk van de diepte van de explosie, de waterdiepte, de bodemsamenstelling en het wapenvermogen.

h. Aardschok
(1) Algemeen
Bij een maaiveldexplosie en een ondiepe ondergrondse explosie zal een deel van de energie worden omgezet in de vorm van een primaire aardschok. Bovendien zal de schokgolf in de lucht een secundaire aardschok veroorzaken. Het effect van de primaire aardschok zou omschreven kunnen worden als dat van een lichte aardbeving. Bij een diepe ondergrondse explosie treedt geen schokgolf in de lucht op en dus ook geen secundaire aardschok.
(2) Schade ten gevolge van de aardschok
Om de schade aan constructies als gevolg van de aardschok te kunnen kwantificeren, wordt uitgegaan van de te onderscheiden zones rond het grondnulpunt.

Figuur 5.26 Schade aan ondergrondse constructies veroorzaakt door de aardschok (d_p = diameter plastische zone)

(a) Het gebied van de oorspronkelijke krater
Hier vindt vrijwel volledige vernietiging van alle constructies plaats.
(b) Het gebied tot en met de plastische zone
Schade aan ondergrondse constructies wordt veroorzaakt door zowel de primaire als de secundaire aardschok.
(c) Het gebied buiten de plastische zone
De primaire aardschok is hier relatief onbelangrijk, de meeste schade aan ondergrondse constructies wordt veroorzaakt door de secundaire aardschok. Een indruk van de schade, veroorzaakt door de aardschok aan ondergrondse constructies wordt verkregen uit figuur 5.26.

i. Bodemverweking

(1) Algemeen
De gronddruk in een met water verzadigde bodem bestaat uit korreldruk plus waterdruk. Indien door deze bodem een schokgolf passeert, zal de overdruk voornamelijk door het water worden opgenomen. Na het passeren van de drukgolf keert de gronddruk weer naar de oorspronkelijke waarde terug. Het water staat echter onder druk en kan deze niet zo snel kwijt. De waterdruk blijft dus hoger dan de oorspronkelijke. De enige uitweg van dit water onder overdruk is naar boven. De stromingsdruk zal de korrels uit elkaar drijven, waardoor de korreldruk, de korrelpakking en de schuifweerstand der korrels verminderen. Dit verschijnsel wordt bodemverweking genoemd. Er treden dan loop- en drijfzandverschijnselen op, waardoor de draagkracht van de bodem vermindert en zelfs tijdelijk tot vrijwel nul kan worden gereduceerd.

Figuur 5.27 Kraterkarakteristieken bij verschillende grondsoorten

(2) Schade
Bodemverweking kan ernstige schade veroorzaken aan funderingen en kan de stabiliteit van gebouwen, kunstwerken, dijken, etc. aantasten tot ver buiten de kraterdiameter.
In figuur 5.27 worden waarden gegeven voor krater- en verwekingsdimensies.

7. Thermische straling

a. Algemeen
Op het moment van een kernwapenexplosie komt de energie voornamelijk vrij in de vorm van kinetische (bewegings-)energie van de splijtings- of fusieprodukten. Binnen enkele tienduizendsten van een seconde na de explosie wordt door botsingen van de splijtings- of fusieprodukten met het wapenmateriaal een extreem hete gasvormige massa gevormd met een temperatuur van meerdere miljoenen graden Celsius. Bij deze temperatuur zijn de atoomkernen volledig ontdaan van hun elektronen (plasma). Door dit hete plasma wordt elektromagnetische straling uitgezonden. Deze straling wordt door de omringende atmosfeer geabsorbeerd waardoor deze wordt verhit. Zo ontstaat een nieuwe stralingsbron die slechts weinig zwakker is dan de oorspronkelijke. Dit overdrachtspatroon van stralingsenergie is het basismechanisme voor de vorming en groei van de vuurbol. De door de vuurbol uitgezonden thermische straling plant zich rechtlijnig voort met de snelheid van het licht (300.000 km/s).

b. Intensiteit van de thermische straling

(1) Verloop als functie van de tijd
De hoeveelheid thermische straling wordt bepaald door de temperatuur aan het oppervlak van de vuurbol en wordt in twee pulsen uitgezonden.
De eerste puls, voornamelijk bestaande uit ultraviolet licht, waarin ongeveer 1070 van de totale thermische energie wordt uitgestraald, duurt tot het moment waarop het schokfront het oppervlak van de vuurbol inhaalt (ca. 0,1 seconde). Tengevolge van de zeer hoge temperatuur wordt de lucht ondoorzichtig en is het thermische deel van de vuurbol niet waarneembaar. Naarmate het schokfront zich voortplant daalt de temperatuur van de lucht en wordt deze weer doorzichtig, waardoor de vuurbol weer zichtbaar wordt. Op dit moment ontstaat de tweede puls waarin de rest van de thermische energie wordt uitgezonden (zie figuur 5.28). Als de vuurbol zich uitbreidt daalt de temperatuur aan het oppervlak en dientengevolge de intensiteit van de uitgezonden thermische straling.

Figuur 5.28 Uitgezonden thermische straling bij een luchtexplosie als functie van de tijd

(2) Verloop als functie van de afstand
De intensiteit van de thermische straling vermindert bij toenemende af stand tot de stralingsbron, omdat de straling wordt verdeeld over een groter oppervlak. Op grotere afstand kan de vuurbol als puntbron worden beschouwd, zodat de intensiteit afneemt met het kwadraat van de afstand (de kwadratenwet).

c. Invloed van het wapenvermogen
De totale hoeveelheid thermische straling, alsmede de tijd gedurende welke deze wordt uitgestraald, zijn afhankelijk van het wapenvermogen. Per kiloton komt een explosie- nergie vrij van ± 10¹² joule (±300 MWh), waarvan 30 tot 45% als thermische energie. De effectieve duur van de thermische puls is ± 0,4 s voor een I kt explosie en meer dan 20 s voor een 10 Mt explosie (zie figuur 5.29).

Figuur 5.29 Het vrijkomen van thermische energie als functie van de tijd bij luchtexplosies van verschillende wapenvermogens

d. Invloed van de explosiesoort (hoogte)
De hoeveelheid thermische energie op een bepaald punt is afhankelijk van de soort explosie en de explosiehoogte. De effecten zijn over het algemeen het grootst bij luchtexplosies tot een hoogte van 30 km. Bij diepe ondergrondse of onderwaterexplosies is het effect te verwaarlozen, omdat praktisch alle thermische energie wordt geabsorbeerd door aardmateriaal of water.
Bij explosies op hoogten tussen 30 en 75 km treedt slechts één thermische puls op, waarvan de duur voor Mt-wapens in de orde van 1 s of minder is.
Bij een explosie op 30 km hoogte bereikt slechts 60% van de thermische energie het aardoppervlak. Voor een explosie op 75 km hoogte is dit 25%.
Bij een maaiveldexplosie zal de hoeveelheid thermische energie op een bepaalde afstand minder zijn dan bij een luchtexplosie van een wapen met eenzelfde vermogen.
Een klein deel (1 à 2%) wordt gebruikt voor het verdampen van water of bodemmateriaal. Belangrijker echter is het afschermende effect van terreinoneffenheden. Verstrooiing door botsingen (reflecties) met stofdeeltjes zal bij maaiveldexplosies uiteraard groter zijn dan op grotere hoogten, terwijl bovendien absorptie van de straling plaatsvindt door opgeworpen stof en/of water rondom het explosiepunt. Ook zal de thermische straling verzwakt zijn tengevolge van absorptie door waterdamp en kooldioxyde in de onderste luchtlaag. Als gevolg hiervan zal bij een maaiveldexplosie de hoeveelheid thermische energie die overblijft 50 tot 75 % bedragen van die bij een luchtexplosie met een eenzelfde wapenvermogen.

e. Invloed van de atmosfeer
Waterdamp en kooldioxyde zullen vooral infrarode straling absorberen, terwijl ozon ultraviolette straling absorbeert. Verzwakking van de thermische straling wordt echter voornamelijk veroorzaakt door verstrooiing aan deeltjes in de atmosfeer, zoals stof, rook of mist.
Als resultaat hiervan zal behalve directe straling een hoeveelheid verstrooide straling optreden.
De doorlaatbaarheid van de atmosfeer is niet alleen afhankelijk van de toestand waarin deze verkeert, maar ook van de golflengte van de thermische straling.
Vindt de explosie plaats boven bewolking, zware mist of rook, dan zal een groot deel van de thermische straling naar boven worden weerkaatst en slechts een geringe hoeveelheid het aardoppervlak bereiken.
Bij een explosie onder bewolking zal een tegenovergesteld effect optreden. De door bewolking weerkaatste thermische straling kan de hoeveelheid op het aardoppervlak terechtkomende energie tot ± 1,5 x de oorspronkelijke waarde doen toenemen.

f. Absorptie van thermische straling door materialen
Van de thermische straling die een object bereikt zal een deel worden gereflecteerd, een deel geabsorbeerd en mogelijkerwijs een deel door het object heen gaan. Het geabsorbeerde deel wordt omgezet in hitte die bepalend is voor de schade. De absorptie van straling hangt af van de aard, de soort en de kleur van het materiaal.
Wit of lichtgekleurd materiaal zal een groter deel van de straling reflecteren dan zwart of donker gekleurd materiaal. In doorzichtige materialen zoals glas vindt nauwelijks absorptie plaats. Kenmerkend voor de thermische straling van een kernwapenexplosie is niet alleen de grote hoeveelheid energie die hierbij vrijkomt, maar ook dat dit gebeurt in zeer korte tijd. Dit betekent dat de intensiteit van de thermische straling zeer hoog is. Behalve bij zeer goede warmtegeleiders, zoals metalen, zal in de korte tijd gedurende welke de thermische straling optreedt de energie geabsorbeerd worden in de buitenste laag materiaal, waardoor de temperatuur aan het oppervlak zeer snel toeneemt. De belangrijkste effecten van deze hoge oppervlaktetemperaturen zijn verbranding van blootgestelde huid, verschroeiing, verkoling en mogelijk ontbranding van organisch materiaal. Dunne poreuze materialen zullen ontbranden. Dikkere, zwaardere materialen zullen verschroeien maar niet ontbranden. Dichte rook en zelfs steekvlammen kunnen ontstaan zonder dat het getroffen materiaal volledig in brand raakt (zie figuren 5.30 en 5.31).
De rook die in een zeer vroeg stadium ontstaat zal gedeeltelijk bescherming bieden door het materiaal voor het restant thermische straling af te schermen. Het effect van thermische straling wordt bepaald door de dosis waaraan een object is blootgesteld. Deze dosis wordt ’radiant exposure’ genoemd en uitgedrukt in joule/cm² (1J = 0,24 cal). Het effect van een bepaalde dosis is groter naarmate de tijd, waarin die dosis wordt ontvangen, korter is.

Figuur 5.30 Thermische effecten op een houten huis 1 seconde na de explosie (± 100 J/cm²)

Figuur 5.31 Uiteindelijk thermisch effect (± 3/4 s later)
(Deze 2 foto’s komen van de film van Operation Doorstep, een daadwerkelijke proef.
  Het filmpje daarvan is hier te vinden.)

Omdat bij hogere wapenvermogens de thermische energie over een langere periode wordt uit gezonden dan bij lagere wapenvermogens (zie figuur 5.29) zijn de laatste verhoudingsgewijs effectiever. Ter illustratie dient figuur 5.32 waarbij de radiant exposure wordt gegeven voor diverse materialen en voor wapenvermogens van 35 kt, 1,4 Mt en 20 Mt. Voor deze wapenvermogens bedraagt de tijd die verstrijkt tussen het begin van de thermische straling en het bereiken van de maximum temperatuur respectievelijk 0,2 s, 1 s en 3,2 s. In figuur 5.33 wordt voor enkele radiant exposures de afstand tot het explosiepunt gegeven als functie van het wapenvermogen (explosiehoogte tot 4,5 km, zicht 19 km).

Figuur 5.32 De radiant exposure die vereist is voor het tot ontbranding komen van diverse materialen

Figuur 5.33 Relatie tussen de radiant exposure, afstand tot het explosiepunt en het wapenvermogen

8. Kernstraling

a. Algemeen
Het vrijkomen van ioniserende straling is specifiek fenomeen van kernwapens. Zoals in hoofdstuk 2 is uiteengezet bestaat deze straling uit elektromagnetische straling (gammastraling) en deeltjesstraling (betastraling, neutronenstraling, alfastraling). Het vrijkomen van straling vindt niet alleen plaats op het moment van de explosie maar ook nog lange tijd daarna.
Initiële straling, ook wel direkte straling genoemd, wordt gedefinieerd als de kernstraling die binnen 1 minuut na de explosie wordt uitgezonden en is vrijwel volledig afkomstig van de processen die zich tijdens en direct na de splijtings of fusiereacties afspelen. Nablijvende straling is de kernstraling die wordt uitgezonden vanaf 1 minuut na de explosie en is afkomstig van het verval van de isotopen die bij de explosie zijn gevormd. De grens tussen de initiële en nablijvende straling is enigszins arbitrair. Zij is oorspronkelijk gebaseerd op de volgende overwegingen. Als gevolg van de verzwakking in lucht is de effectieve reikwijdte van de gammastraling, afkomstig van een 20 kt explosie ongeveer 3,2 km. Dit betekent dat als de radioactieve wolk een hoogte heeft bereikt van 3,2 km het effect van de initiële straling niet meer van belang is. Omdat het ongeveer 1 minuut duurt voordat de wolk van een 20 kt maaiveldexplosie deze hoogte heeft bereikt, wordt de initiële kernstraling gedefinieerd als de straling die binnen 1 minuut wordt uitgezonden. Bij toenemend wapenvermogen wordt de effectieve reikwijdte van de gammastraling groter maar ook de stijgsnelheid van de wolk.
Omgekeerd is voor lagere wapenvermogens de effectieve reikwijdte van de gammastraling kleiner en de stijgsnelheid lager. De periode waarbinnen de initiële straling wordt uitgezonden is derhalve onafhankelijk van het wapenvermogen en bedraagt ongeveer 1 minuut.

b. Initiële straling
Aangezien alfa- en betadeeltjes in lucht slechts een zeer geringe dracht hebben (resp. enkele cm en enkele m) zijn zij in dit verband niet van belang. Initiële straling kan derhalve worden beschouwd als een combinatie van gamma- en neutronenstraling. De energie van de initiële gamma- en neutronenstraling bedraagt slechts 3-5% van de totale explosie-energie en is daarmee een factor 10 kleiner dan de thermische energie die vrijkomt bij een luchtexplosie. Niettemin kan de initiële straling een belangrijk aandeel hebben in het aantal slachtoffers en de schade aan (vnl. elektronische) apparatuur. Dit wordt vooral veroorzaakt door het verschil in fysische eigenschappen van thermische en ioniserende straling.
Zo zal bijvoorbeeld op een afstand van 1,5 km van een 1 Mt explosie de initiële straling fataal zijn voor een groot deel van de blootgestelde bevolking, zelfs als zij wordt afgeschermd door 60 cm beton. Een veel lichtere afscherming geeft echter een volledige bescherming tegen hittestraling. De effectieve reikwijdte van thermische en ioniserende straling is eveneens verschillend. Bij explosies van matig en hoog wapenvermogen heeft thermische straling een groter effectief bereik; bij explosies van lager wapenvermogen is dit juist andersom. Bij het beschrijven van de eigenschappen van initiële straling wordt onderscheid gemaakt tussen gamma- en neutronenstraling.
(1) Gammastraling
Slechts een kleine fractie van de gamma-component van initiële straling is afkomstig van het eigenlijke splijtingsproces.
Verreweg het grootste deel van de splijtingsgamma’s wordt geabsorbeerd door de resten van het wapenmateriaal en omgezet in andere vormen van energie. Een belangrijk deel van de initiële gammastraling is afkomstig van vangstreacties (zie hoofdstuk 2) van bij de splijtingsreacties gevormde en vervolgens ingevangen neutronen (dezelfde interacties vinden overigens ook plaats bij fusiereacties). Na het invangen bezit de nieuwe kern een teveel aan energie: de kern bevindt zich in ’aangeslagen toestand’. Dit teveel aan energie wordt vrijwel momentaan, dat wil zeggen binnen 10^-7 à 10^-8 seconde, weer uitgezonden als gammastraling (’vangstgamma’s’). In sommige gevallen
blijft de aangeslagen toestand langer bestaan. Men spreekt dan van een isomeer. Veel van deze isomeren vervallen met een halfwaardetijd van circa. 10^-3 seconde.
Van bijzonder belang is de vangstreactie die optreedt bij interactie van neutronen met stikstofkernen uit de atmosfeer.
De gamma’s die het gevolg zijn van deze reactie bezitten een zeer hoge energie waardoor ze veel minder verzwakt worden dan andere componenten van de initiële straling. Een neutron met hoge energie kan ook botsen met een atoomkern zonder ingevangen te worden. Een deel van de kinetische energie van het neutron kan worden overdragen aan de kern waardoor deze in aangeslagen toestand raakt (inelastische botsing). Bij terugval naar de grondtoestand wordt wederom een gamma uitgezonden (’verstrooiingsgamma’s’).
Een derde bron van gammastraling wordt gevormd door de splijtingsprodukten. Over het algemeen zijn deze radioactief en vervallen ze onder uitzenden van beta- en gammastraling. Omdat een mengsel van isotopen ontstaat zal dit ook met een voor elk isotoop karakteristieke halfwaardetijd vervallen. De halfwaardetijden variëren van enkele milliseconden tot vele jaren.
Is de halfwaardetijd kleiner dan een minuut, dan zal het merendeel van het betrokken isotoop vervallen tijdens de initiële stralingsperiode.
De verdeling van de verschillende gamma-componenten over de tijd na de explosie van een (hypothetisch) kernwapen is weergegeven in figuur 5.34.

Figuur 5.34 Tijdsafhankelijkheid van de vrijkomende gamma-energie per kiloton wapenvermogen.
De onderbroken lijn heeft betrekking op een exo-atmosferische explosie
De onderbroken lijn vertegenwoordigt de gamma-opbrengst bij een exoatmosferische explosie.

De gammastraling tengevolge van inelastische verstrooiing van neutronen in stikstofkernen ontbreekt dan. Omdat de momentaan geproduceerde gammastraling vrijkomt voordat het wapen volledig uiteen is gevallen, zal een belangrijk deel van deze straling weer worden geabsorbeerd. Alhoewel deze gamma’s in ongeveer gelijke hoeveelheden ontstaan als de rest van de gamma’s, dragen zij slechts voor ongeveer 1% bij aan de totale gamma energie die gedurende de eerste minuut wordt uitgezonden. Indien een kernexplosie plaatsvindt dicht bij het aardoppervlak, zal een deel van de uitgezonden neutronen in interactie treden met materie in de grond. Dit zal leiden tot activering van grondmateriaal en dus tot de vorming van een gebied met gamma-activiteit (NIGA= Neutron Induced Gamma Activity). De bijdrage aan de initiële gammastraling is echter gering.

(2) Relatie tussen gammadosis, afstand en wapenvermogen
Bij de afstandafhankelijkheid van de gammadosis zijn twee factoren van belang. Ten eerste is, evenals bij thermische straling, de dosis omgekeerd evenredig met het kwadraat van de afstand (kwadratenwet). Ten tweede is er sprake van verzwakking tengevolge van absorptie en verstrooiing door de atmosfeer. De energie-afhankelijkheid van de dosis is bij verschillende testexplosies gemeten op bekende afstanden tot het explosiepunt. Een en ander heeft geleid tot de grafieken in de figuren 5.35 en 5.36 waarin  de relatie tussen de genoemde parameters voor splijtingswapens en thermonucleaire wapens is weergegeven. Beide figuren zijn berekend voor een gemiddelde dichtheid van de atmosfeer tussen explosiepunt en doel (0,9 maal de dichtheid op zeeniveau). Is de gemiddelde dichtheid groter c.q. kleiner, dan zal als gevolg van meer resp. minder
absorptie de dosis kleiner dan wel groter zijn.
Uit de figuren blijkt dat de helling van de curven bij hogere wapenvermogens groter is dan bij lage wapenvermogens. Dit wordt veroorzaakt doordat de luchtdruk na passage van de schokgolf lager is dan normaal. De duur van de negatieve fase is langer naarmate het wapenvermogen toeneemt. Omdat de emissie van gamma’s van splijtingsprodukten enigszins is vertraagd (zie figuur 5.34) komen zij op enige afstand van het explosiepunt aan, juist op het moment van de negatieve fase. Er zal dan door de  verminderde luchtdruk minder verzwakking plaatsvinden dan het geval zou zijn bij een kleiner wapenvermogen. Men noemt dit effect de hydrodynamische versterking van de gammadosis.

Figuur 5.35 Relatie tussen geabsorbeerde gammadosis in weefsel, afstand en wapenvermogen voor luchtexplosies van splijtingswapens

Figuur 5.36 Relatie tussen geabsorbeerde gammadosis in weefsel, afstand en wapenvermogen voor luchtexplosies van thermonucleaire wapens

(3) Afscherming van gammastraling
Gammastraling wordt verzwakt door interacties van de gamma-fotonen met materie. De effectiviteit van materiaal om gammastraling te verzwakken kan worden uitgedrukt in het begrip tiendewaardedikte. Dit is gedefinieerd als de dikte van een bepaald materiaal die nodig is om het dosistempo van een smalle bundel gammastralen van een bepaalde energie tot eentiende van de oorspronkelijke waarde terug te brengen. Een persoon die zonder afscherming een gammadosis van 500 cGy ontvangt zal dus door plaatsing van een afscherming van één tiendewaardedikte een dosis van 50 cGy oplopen en door plaatsing van een afscherming van twee tiendewaardedikten een dosis van 5cGy. Ook wordt gebruik gemaakt van het begrip halfwaardedikte.
Bij een kernwapenexplosie wordt de straling in alle richtingen uitgezonden en is er sprake van een breed spectrum van gamma-energieën. Deze factoren maken dat strikt genomen het begrip tiendewaardedikte voor deze situatie niet bestaat.
Uit berekeningen blijkt echter dat behalve voor de eerste 10 à 20 cm voor het overige afschermmateriaal de verzwakking toch met een redelijke nauwkeurigheid uitgedrukt kan worden in termen van een effectieve tiendewaardedikte. De verzwakking in de eerste centimeters afschermmateriaal is over het algemeen groter dan door de tiendewaardedikte wordt aangegeven. Houdt men bij berekeningen deze waarde dus ook voor de eerste centimeters aan, dan leidt dit tot een onderschatting van de verzwakkende capaciteit van een bepaalde afscherming.
Figuur 5.37 geeft enkele voorbeelden van tiendewaardedikten van veel voorkomende materialen voor afscherming van gammastraling afkomstig van splijtingsprodukten en van geactiveerde stikstof.
De tiendewaardedikte voor de gamma’s afkomstig van geactiveerde stikstof bedraagt, vanwege hun hogere energie, ongeveer 50% meer. Uit de tabel blijkt verder dat het produkt, dichtheid maal tiendewaardedikte, ongeveer constant is voor alle afschermingsmaterialen. Is van een bepaalde afscherming de tiendewaardedikte niet bekend maar de dichtheid wel dan kan een redelijke schatting van de tiendewaardedikte worden gemaakt en dus van de afschermende werking, door aan te nemen dat het produkt van deze twee grootheden (DxT) gelijk is aan het gemiddelde uit de tabel.

 

Figuur 5.37 Voorbeelden van tiendewaardedikten van veel voorkomende materialen voor afscherming van gammastraling afkomstig van splijtingsprodukten en van geactiveerde stikstof

In het luchtledige worden gammastralen uitgezonden volgens een rechte lijn. Tijdens de passage door de atmosfeer worden ze echter verstrooid, vooral door de botsing met zuurstof- en stikstofmoleculen. Als gevolg hiervan wordt een object op de grond niet alleen vanuit de richting van de bron bestraald maar uit zeer veel richtingen. Het grootste deel van de totale stralingsdosis wordt weliswaar ontvangen van de directe bundel, maar een aanzienlijk deel wordt veroorzaakt door strooistraling. Men noemt dit het effect ’skyshine’ effect. Het heeft een belangrijk gevolg voor de vorm waaraan een effectieve afscherming moet voldoen, zoals duidelijk blijkt uit de figuren 5.38 en 5.39.

Figuur 5.38 Object blootgesteld aan strooistraling

Figuur 5.39 Object afgeschermd van strooistraling

De tijdsafhankelijkheid van de uitgezonden gammastraling (zie figuur 5.34) is niet identiek aan de tijdsafhankelijkheid waarmee deze gammaenergie door een bepaald object wordt ontvangen. Deze hangt af van verschillende factoren, zoals het wapenvermogen en de afstand tot het explosiepunt. Immers, bij grote waarden van deze parameters zal de hydrodynamische versterking van de gamma’s van de splijtingsprodukten, die relatief laat worden uitgezonden, tot een grotere bijdrage in de totale stralingsdosis leiden. Het percentage van de dosis die als functie van de tijd wordt ontvangen is voor een 20 kt en een 5 Mt explosie weergegeven in figuur 5.40.

Figuur 5.40 Percentage van de ontvangen initiële gammadosis als functie van de tijd voor een 20 kt en een 5 Mt luchtexplosie

Bij een 20 kt explosie wordt ca. 65% van de totale dosis in de eerste seconde ontvangen; en bij een 5 Mt explosie slechts 5% Het betekent dat wegduiken achter een substantiële afscherming binnen 1 à 2 seconden na de lichtflits het verschil kan uitmaken tussen leven en dood, zeker indien er sprake is van een kernwapenexplosie met een groot vermogen.

(4) Neutronenstraling
Neutronenstraling heeft een groot penetrerend vermogen. Daarbij komt dat neutronenstraling een hoge RBE-waarde heeft (zie hoofdstuk 3). Het gevaar van neutronen is daarom groter dan men zou verwachten op grond van het feit dat slechts ca. 1% van de explosie-energie als neutronenstraling vrijkomt. Vrijwel alle neutronen worden gevormd tijdens het splijtings- of het fusieproces, en wel binnen 10^-6 seconde na het begin van de explosie (prompte neutronen). Iets minder dan 1% van de splijtingsneutronen wordt later uitgezonden (vertraagde neutronen); de meerderheid daarvan komt binnen 1 minuut vrij en wordt dus tot de initiële straling gerekend. Als gevolg van hydrodynamische versterking kan de dosis tengevolge van vertraagde neutronen, toch groter zijn dan die van de prompte neutronen doch uitsluitend op afstanden groter dan 1800 m van een multimegaton explosie. Overigens is bij dergelijke zware explosies de gammadosis veel groter. Een tweede bron van neutronen wordt gevormd doordat hoogenergetische gammafotonen bij interactie met atoomkernen daaruit neutronen kunnen vrijmaken (de zgn. Y , n reacties). In feite is dit dus het omgekeerde proces van de onder 8.b.(1) beschreven vangstreactie. Het proces zal voornamelijk plaatsvinden met het wapenmateriaal voordat dit volledig is uiteengevallen. De bijdrage aan het totaal is echter gering. Ondanks de vrijwel momentane vorming van de prompte neutronen worden zij enigszins vertraagd uit het explosiepunt uitgezonden. Dit is het gevolg van de talloze botsingen die ze met het wapenmateriaal ondergaan waardoor ze een ingewikkeld zigzag pad zullen volgen alvorens te kunnen ontsnappen. De vertraging bedraagt echter niet meer 10^-4 à 10^-3 seconde. Vrijwel alle neutronen worden derhalve binnen 1 seconde ontvangen, d.w.z. vóór aankomst van de splijtingsgamma’s. Een levensreddende duik achter een afscherming is dus m.b.t. de neutronendosis niet mogelijk.

(5) Energiespectrum van neutronen
De neutronen die tijdens het splijtingsproces ontstaan, zijn hoogenergetisch (snelle neutronen). Bij iedere botsing die zij ondergaan wordt een deel van hun energie overgedragen. Er kan sprake zijn van inelastische botsingen met zware kernen van het wapenmateriaal, waarbij de kern in aangeslagen toestand raakt. De overgedragen energie wordt dan in de vorm van een gammafoton uitgezonden. Bij andere botsingen, voornamelijk met lichtere kernen, wordt er slechts kinetische energie overgedragen (elastische botsingen).
Dit gaat niet gepaard met gamma-activiteit, maar vermindert uiteraard wel de energie van het neutron. Het gevolg is dat er een breed spectrum van neutronen-energieën ontstaat van snelle, matig snelle en langzame (thermische) neutronen. De thermische neutronen blijken de grootste waarschijnlijkheid te bezitten om te worden ingevangen. Het lot van een neutron na zijn ontstaan in een splijtingsreactie kan dus als volgt worden beschreven:

Het energiespectrum van de neutronen zal direct na hun ontstaan anders zijn dan het spectrum van de ontsnappende neutronen. Voor het inschatten van de biologische effecten van neutronenstraling is het van belang te weten hoe het energiespectrum is opgebouwd. Het blijkt dat het spectrum op enige afstand van het explosiepunt nauwelijks meer verandert, doordat het verlies van thermische neutronen door invangst weer wordt gecompenseerd door elastische botsingen van hoger energetische neutronen. Het aantal neutronen per oppervlakte-eenheid neemt dus wel af (uiteraard ook vanwege de grotere afstand waarover zij zich uitspreiden), maar hun energieverdeling niet. Men spreekt dan van een evenwichtsspectrum.
Bij de thermonucleaire D-T reactie ontstaan neutronen met een energie van 14,1 MeV, hetgeen veel hoger is dan de energie van splijtingsneutronen of van neutronen van andere fusiereacties. Daardoor ontstaat een piek van 12 tot 14 MeV in het neutronenspectrum van een thermonucleaire explosie. Het gevolg is dat pas op een afstand van enkele kilometers van een dergelijke explosie er sprake zal zijn van een evenwichtsspectrum.

(6) Relatie tussen (prompte) neutronendosis, afstand en wapenvermogen
De relatie tussen de genoemde grootheden voor splijtingswapens en thermonucleaire wapens is weergegeven in de figuren 5.41 en 5.42. Het wapenmateriaal heeft een grote invloed op de mate van neutron-invangst en inelastische botsingen. Het aantal overblijvende neutronen en het bijbehorende energiespectrum kunnen dus van wapen tot wapen belangrijk verschillen, en daarmee ook de neutronendosis. Uit de rechte lijnen in de figuren is te zien dat er geen sprake is van hydrodynamische versterking, als gevolg van het feit dat de (prompte) neutronendosis al is ontvangen voordat de negatieve fase intreedt. De figuren zijn geldig voor luchtexplosies. Voor maaiveldexplosies moeten de dosiswaarden in de figuren met 0,5 worden vermenigvuldigd.

Figuur 5.41 Relatie tussen (prompte) neutronendosis, afstand en wapenvermogen voor luchtexplosies van splijtingswapens

Figuur 5.42 Relatie tussen (prompte) neutronendosis, afstand en wapenvermogen voor luchtexplosies van thermonucleaire wapens

(7) Afscherming van neutronenstraling
In tegenstelling tot gammastraling wordt neutronenstraling minder effectief verzwakt door zware materialen zoals lood. Dit is een direct gevolg van de verschillende interacties met materie van de beide stralingssoorten. Voor het afschermen van neutronen moeten allereerst de snelle neutronen afremmen tot matig snelle. Daarvoor is materiaal noodzakelijk dat voldoende inelastische botsingen veroorzaakt. Barium en ijzer zijn voor dit doel zeer geschikt. Vervolgens moeten de neutronen verder worden afgeremd tot het thermische niveau d.m.v. elastische verstrooiing. Elementen met een laag atoomgewicht zijn hiertoe goed in staat (zoals in water). Tenslotte moeten de thermische neutronen worden geabsorbeerd. Hiervoor zijn de waterstofatomen in het water zeer geschikt. Een bijkomend probleem bij afscherming van neutronen is dat de inelastische botsingen en de meeste vangstreacties gepaard gaan met gammaactiviteit. De afscherming zal dus tevens voldoende verzwakkend materiaal moeten bevatten om de geïnduceerde gammastraling tegen te houden. Beton en vochtige aarde voldoen redelijk aan bovengestelde eisen. Alhoewel er betrekkelijk weinig elementen met een
hoog atoomgewicht in voorkomen, bevatten zij voldoende waterstof om neutronen af te remmen en te absorberen en calcium, silicium en zuurstof om de gammastraling te verzwakken. Dertig cm beton vermindert de neutronenflux van een thermonucleaire explosie met een factor 10; 60 cm met een factor 100. Door toevoegingen aan het beton (ijzer, barium) kan de afschermende werking, zowel voor neutronen als voor gamma’s, nog aanzienlijk toenemen. Ook borium, dat heel effectief neutronen absorbeert, wordt vaak aan afschermingen toegevoegd. Zoals uiteengezet worden neutronen sterk verstrooid. Dit houdt in dat een effectieve afscherming, evenals die tegen gammastraling, alzijdig moet zijn. Een schatting van de effectiviteit van de afscherming van verschillende constructies wordt gegeven in figuur 5.43.

Figuur 5.43 Dosisreductiefactoren van initiële straling voor diverse constructies

c. Effecten van initiële straling op elektronische apparatuur
Initiële straling kan elektronische systemen beïnvloeden. De effecten zijn afhankelijk van de soort straling, de componenten van het systeem en vaak van het al of niet in werking zijn van het systeem. De Engelse term voor het fenomeen is `Transient-Radiation Effects on Electronics’ (TREE). De toevoeging ’transient’ heeft betrekking op het pulskarakter van de initiële straling; het gevolg hoeft niet noodzakelijkerwijs van voorbijgaande aard te zijn en kan resulteren in blijvende schade aan het systeem. Kortdurende effecten zijn meestal het gevolg van ionisaties door gammastraling. Ze zijn meer afhankelijk van het dosistempo dan van de totale dosis. Permanente effecten worden vaak veroorzaakt door verstoringen van de kristalstructuur als gevolg van atoomverplaatsingen na botsing met neutronen. De mate van schade wordt bepaald door de neutronenflux. Een blijvend effect als gevolg van gammastraling is gewoonlijk afhankelijk van de dosis. TREE-gevoelige componenten zijn bijvoorbeeld halfgeleiders (diodes, transistors, ic’s). Door een juiste keuze van het soort transistor kan de gevoeligheid worden verminderd.
Metaaloxyde-halfgeleiders worden eerder beschadigd door gammastraling dan door neutronen. De meest gevoelige parameter is de drempelspanning. In vacuümbuizen zullen door primaire en secondaire ionisaties elektronen worden vrijgemaakt die het elektrisch veld in de buis zullen beïnvloeden. De karakteristiek van de buis zal daardoor tijdelijk veranderen. Thyratrons zullen, als gevolg van ionisatie van het gas, tijdelijk oplichten. In bedrading kan de stralingspuls een signaal opwekken en, zowel tijdelijk als permanent, effecten veroorzaken op het isolatiemateriaal van de kabel.
Condensatoren, weerstanden en batterijen blijken minder gevoelig te zijn voor TREE.

d. Dosis in weefsel tengevolge van initiële straling
Er zijn redelijk nauwkeurige methoden ontwikkeld om de initiële stralingsdosis te berekenen die personen kunnen ontvangen. De berekeningen zijn afzonderlijk gemaakt voor neutronen, secundaire gammastralen afkomstig van vangstreacties en inelastische botsingen en gammastralen afkomstig van splijtingsprodukten. De figuren 5.44, 5.45, 5.46, 5.47 en 5.48 geven het verband weer tussen de dosis (uitgedrukt in cGy/ kt) en de afstand tot het explosiepunt voor splijtings- en fusiewapens. Er zij uitdrukkelijk op gewezen dat dit slechts voorbeelden zijn voor explosies onder gestandaardiseerde condities voor wat betreft luchtdruk, explosiehoogte, etc. Voor een berekening van de dosis onder specifieke omstandigheden moeten de nodige correctiefactoren worden toegepast.

Figuur 5.44 Initiële neutronendosis in weefsel per kt wapenvermogen als functie van de afstand tot het explosiepunt voor luchtexplosies van splijtingswapens

Figuur 5.45 Initiële neutronendosis in weefsel per kt wapenvermogen als functie van de afstand tot het explosiepunt voor luchtexplosies van fusiewapens

Figuur 5.46 Secundaire gammacomponent van de initiële stralingsdosis in weefsel per kt wapenvermogen als functie van de afstand tot het explosiepunt voor luchtexplosies van splijtingswapens

Figuur 5.47 Secundaire gammacomponent van de initiële stralingsdosis in weefsel per kt wapenvermogen als functie van de afstand tot het explosiepunt voor luchtexplosies van fusiewapens

Figuur 5.48 Gammacomponent van de initiële stralingsdosis in weefsel afkomstig van splijtingsproducten per kt wapenvermogen als functie van de afstand tot het explosiepunt voor luchtexplosies van splijtingswapens

e. Nablijvende straling
(1) Bronnen van nablijvende straling
De nablijvende straling van een splijtingswapen is vooral afkomstig van de splijtingsprodukten en, in mindere mate, van de resten onverspleten uranium en plutonium. Daarnaast zullen door invangst van neutronen in het wapenmateriaal eveneens radioactieve isotopen gevormd worden. Bij ondergrondse, maaiveld- en lage luchtexplosies zal invangst van neutronen in bodemmateriaal (NIGA) een additionele bron van radioactiviteit veroorzaken. Bij een fusiewapen ontbreekt de grote hoeveelheid splijtingsprodukten die ontstaat bij een splijtingswapen van hetzelfde vermogen. De nablijvende straling van een fusiewapen is vooral afkomstig van door de neutronen geactiveerde wapenresten en bodemmateriaal dat door de explosie is opgeworpen. In de onmiddellijke omgeving van het grondnulpunt zal NIGA eveneens bijdragen aan nablijvende straling.
De terugval van radioactief materiaal uit de explosiewolk naar het aardoppervlak wordt fallout genoemd. Er wordt onderscheid gemaakt tussen vroege fallout, dat wil zeggen fallout, die binnen 24 uur na de explosie de grond bereikt, en late fallout, die de grond bereikt na 24 uur. Vroege fallout van ondergrondse, maaiveld- en lage luchtexplosies kan een groot gebied met radioactief materiaal besmetten en een direct biologisch gevaar inhouden. Late fallout bestaat uit zeer fijne stofdeeltjes die in lage concentraties over een groot deel van het aardoppervlak worden verspreid en vertegenwoordigt vooral een lange-termijn risico.

(2) Vroege fallout
Naast de reeds genoemde bronnen van radioactiviteit wordt de samenstelling van fallout nog bepaald door twee andere factoren, n.l. fractionering en salting. Fractionering treedt op doordat de splijtingsprodukten en andere verdampte bestanddelen bij het afkoelen van de vuurbol geleidelijk zullen condenseren op de opgeworpen stofdeeltjes. Doordat de verschillende splijtingsprodukten niet alle even snel zullen condenseren, zal er een verandering in de samenstelling van het mengsel optreden. De radiologische eigenschappen van fallout dicht bij het grondnulpunt zullen anders zijn dan van fallout die later, en derhalve verder weg, neerkomt. Daarnaast speelt ook verval een rol in de fractionering. De radioactieve gassen krypton en xenon zullen geen neiging tot condensatie vertonen. Zij vervallen respectievelijk naar de eveneens radioactieve dochters rubidium en cesium, die wel zullen condenseren. Deeltjes die enige tijd in de radioactieve wolk hebben doorgebracht zullen dus rijker zijn aan deze isotopen dan snel neergeslagen deeltjes. Bij explosies boven water speelt fractionering een minder grote rol. De wolk moet eerst afgekoeld zijn tot minder dan 100 °C voordat condensatie kan optreden. De lange afkoeltijd voorkomt voor een belangrijk deel het fractioneringsproces.
Salting houdt in dat door toevoeging van bepaalde elementen aan het wapenmateriaal de geïnduceerde radioactiviteit belangrijk kan worden verhoogd. Als gevolg hiervan zal ook de samenstelling van de fallout veranderen.

(3) Activiteit en verval van vroege fallout
De splijtingsprodukten bestaan uit een mengsel van ca. 300 isotopen van 36 elementen. Het merendeel van deze isotopen is radioactief en vervalt onder uitzending van beta- eeltjes, meestal begeleid door gammastraling. De activiteit van de splijtingsprodukten van een 1 kt splijtingswapen 1 minuut na de explosie ligt in de orde van 10²¹ Bq (3.10¹⁰Ci). Als deze activiteit homogeen wordt verdeeld over een oppervlakte van 1 vierkante km is het dosistempo 1 m boven deze oppervlakte, 1 uur na de explosie, ca. 7500 cGy/h. In de praktijk komt dit niet voor omdat:

• radioactief materiaal vooral in de nabijheid van het grondnulpunt neerkomt,
• fractionering optreedt,
• de aardbodem niet vlak is,
• het radioactief materiaal binnen 1 uur na de explosie niet volledig is gedeponeerd.

Niettemin is het duidelijk dat enkele uren na de explosie extreem hoge dosistempi kunnen voorkomen.

Figuur 5.49 Dosistempo tengevolge van vroege fallout als functie van de tijd gerelateerd qaan het dosistempo 1 uur na de explosie (H+1)

Het verval van vroege fallout kan ruwweg worden beschreven met de vuistregel: veroudering met een factor 7 geeft een vermindering van het dosistempo met een factor 10 (regel van 7 en 10). Eén en ander blijkt ook uit figuur 5.49. De regel is geldig tot ca. 6 maanden na de explosie. Daarna neemt het dosistempo sneller af. De lijn kan mathematisch worden benaderd volgens de formule: D₁ = D^t . t^-1,2 (formule van Kaufman) waarbij:
D_t = dosistempo op tijdstip t
D₁ = dosistempo 1 uur na explosie
t = tijd na explosie (uren)

De gecumuleerde dosis tengevolge van vroege fallout, gerekend vanaf 1 minuut na de explosie tot een zeker tijdstip, kan worden afgelezen uit figuur 5.50.

Figuur 5.50 Dosis tengevolge van vroege fallout als functie van de verhlijftijd gerelateerd aan het dosistempo 1 uur na de explosie (H + 1)

Verblijft men bijvoorbeeld tot 10 uur na de explosie op een bepaalde plaats in het falloutgebied dan zal de opgelopen dosis 7 x de waarde van het dosistempo op H + 1 op die plaats bedragen. Als het dosistempo op een bepaalde locatie bekend is kan ook figuur 5.51 worden gebruikt om het dosistempo op een willekeurig ander moment te bepalen. Het nomogram is gebaseerd op de formule van Kaufman.

Figuur 5.51 Falloutnomogram voor de berekening van dosislempi

Om de gecumuleerde dosis te bepalen die gedurende een bepaalde verblijfsperiode in een falloutgebied wordt ontvangen kan gebruik worden gemaakt van de figuren 5.51 en 5.52. Een dergelijke berekening kan ook worden gemaakt om te bepalen wanneer een bepaalde operatie in besmet gebied kan worden begonnen zonder een vooraf vastgestelde dosislimiet te overschrijden.

Figuur 5.52 Falloutnomogram voor de berekening van de gecumuleerde dosis, verblijfsduur of tijdstip van betreden

Aangenomen wordt dat de blootgestelde persoon zich bevindt in een omgeving waarin geen veranderingen plaatsvinden met betrekking tot falloutverdeling en afscherming, uitgezonderd natuurlijk verval.

(4) NIGA
De neutronen die bij het splijtingsproces vrijkomen kunnen worden ingevangen door de resten van het wapenmateriaal, de zuurstof- en stikstofmoleculen uit de atmosfeer en door bodemmateriaal. Het resultaat van dergelijke vangstreacties is de vorming van radioactieve isotopen die, door middel van beta- en gamma-emissie gedurende lange tijd zullen vervallen. De geïnduceerde activiteit in wapenmateriaal is sterk afhankelijk van het ontwerp van het wapen. De door invangst gevormde isotopen zullen zijn vermengd met de splijtingsprodukten. De hiervoor besproken figuren voor het dosistempo zijn reeds gecorrigeerd voor de bijdragen van de geactiveerde isotopen (vnl. ²³⁷U, ²³⁹U, ²³⁹Np en ²⁴⁰Np). De bijdrage aan de activiteit kan aanzienlijk zijn: in de periode van 20 uur tot 2 weken na de explosie tot 40% van het totaal. Op andere tijdstippen is hun activiteit te verwaarlozen ten opzichte van die van splijtingsprodukten. Activering van luchtmoleculen levert een geringe bijdrage aan de totale activiteit. Bovendien wordt de activiteit slechts gedeeltelijk gedeponeerd en wordt om deze reden verder buiten beschouwing gelaten. Ook de geactiveerde elementen uit de aardbodem (vnl. natrium, mangaan, aluminium en silicium) leveren over het algemeen slechts een geringe bijdrage.

(5) Fallout bij luchtexplosies
Bij luchtexplosies wordt per definitie geen bodemmateriaal in de vuurbol meegenomen. De wolk bevat derhalve voornamelijk de radioactieve resten van het wapenmateriaal. Deze condenseren tot zeer kleine deeltjes met een diameter van 0,01 tot 20 micrometer. Depositie vindt plaats over een lange periode zodat ze over een zeer groot gebied zullen worden verspreid. Ondertussen neem de activiteit door verval af. Bij afwezigheid van neerslag (regen, sneeuw) zal de depositie van vroege fallout militair gezien van weinig betekenis zijn. Afhankelijk van explosiehoogte, soort wapen en bodemsamenstelling kan er rond het grondnulpunt een NIGA-gebied ontstaan. De schade tengevolge van drukgolf en hittestraling zal in het NIGA-gebied echter overheersen.

(6) Fallout bij maaiveld- en ondiepe ondergrondse explosies
Bij deze explosies worden grote hoeveelheden bodemmateriaal opgeworpen. Een deel van de radioactieve inhoud van de wolk zal op de deeltjes, condenseren. De grootte van de deeltjes varieert van minder dan 1 micrometer tot verscheidene millimeters. De grotere deeltjes zullen binnen 24 uur terugvallen naar het aardoppervlak. De mate van besmetting van de grond en de distributie van de activiteit hangen af van de totale energie en de splijtingsenergie, de diepte (hoogte) van de explosie, de grondsoort en de meteorologische omstandigheden. Voor een maaiveldexplosie bedraagt de vroege falloutfractie ca. 60% van het totaal. De grootste deeltjes zullen snel terugvallen zodat ze dicht bij het grondnulpunt terechtkomen. Kleinere deeltjes zullen pas na langere tijd de grond bereiken. Ze kunnen daardoor honderden kilometers van het explosiepunt verwijderd zijn, afhankelijk van de windkracht. De kleinste deeltjes kunnen vele malen rond de aarde cirkelen alvorens, via regen of sneeuw, te worden gedeponeerd. Het feit dat de kleinere deeltjes grote afstanden kunnen afleggen, betekent dat ernstige besmetting kan optreden op plaatsen waar andere effecten (druk, schokgolf, thermische en initiële straling) geen rol meer spelen.
Alhoewel door verval de radioactiviteit van de wolk afneemt, kan bij maaiveldexplosies in het Mtgebied de fallout tot zo’n 24 uur na de explosie in gevaarlijke hoeveelheden neerkomen. Fallout is daarmee één van de belangrijkste effecten van kernwapens. Door neerslag zal de depositie worden versneld. Voorwaarde is dat de radioactieve wolk zich in de regenwolk bevindt (rainout) of daaronder (washout). Washout is minder effectief dan rainout. De distributie van de activiteit in het besmette gebied zal door neerslag worden beïnvloed, waardoor ’hot spots’ kunnen ontstaan. Ook door het meeslepen van deeltjes door regenwater kunnen plaatselijk hot spots optreden, waardoor elders de activiteit afneemt. Een deel van de radioactieve produkten zal in het water oplossen en wegzakken in de grond. Door afscherming van de bovenliggende grondlaag zal het dosistempo afnemen. Hot spots kunnen ook ontstaan door onregelmatigheden in het terrein (bossages, heuvels, bebouwing) onder invloed van de wind.

(7) Fallout bij explosies boven of onder water
De deeltjes die bij dergelijke explosies de atmosfeer in worden geworpen bestaan voornamelijk uit zeezout en water. Als het water verdampt is, zijn de deeltjes kleiner dan de falloutdeeltjes bij een explosie boven land. Zeewaterexplosies produceren daardoor minder fallout dicht bij het explosiepunt. Slechts bij zeer hoge luchtvochtigheid kunnen de zeezoutmoleculen, door het hygroscopisch karakter, werken als condensatiekernen,  waardoor een deel van de radioactiviteit plaatselijk kan uitregenen.

(8) Falloutpatronen
Er zijn verschillende methoden ontwikkeld om falloutpatronen te voorspellen. De eenvoudigste is het geïdealiseerde falloutmodel, waarbij geen rekening wordt gehouden met allerlei verfijningen als onregelmatigheden in het terrein, verschillen in windrichting en windsnelheid op verschillende hoogten, etc. Voorbeelden van dergelijke modelverdelingen worden gegeven in de figuren 5.53 en 5.54. In werkelijkheid blijkt echter dat als gevolg van bovengenoemde onregelmatigheden vaak belangrijke afwijkingen optreden.

Figuur 5.53 Iso-dosistempolijnen van vroege fallout tengevolge van een maaiveldexplosie van 2 Mt (waarvan 1 Mt splijting) op 1, 6 en 18 uur na de explosie

Figuur 5.54 Iso-dosislijnen van vroege fallout tengevolge van een maaiveldexplosie van 2 Mt (waarvan 1 Mt splijting) op 1, 6 en 18 uur na de explosie

f. Afscherming van nablijvende straling
Zoals bekend is de dracht van alfa- en betadeeltjes slechts beperkt en worden zij gemakkelijk tegengehouden. Dit geldt met name voor alfa’s die hooguit enkele centimeters in lucht afleggen. De dracht in weefsel is zelfs zo klein dat zij niet in staat zijn om bij een besmetting op de huid door de dode opperhuid heen te dringen. Afscherming van deze deeltjes is derhalve geen probleem.
Betadeeltjes kunnen in lucht een afstand van enkele meters overbruggen. De dracht in materialen met een grotere dichtheid is echter veel kleiner, alhoewel ze bij een huidbesmetting wel in staat zijn een dosis aan het onderliggende weefsel af te geven. Goed afsluitende kleding is meestal voldoende om betadeeltjes af te stoppen en huidbesmettingen te voorkomen.
Bij inwendige besmetting met zowel alfa- als betadeeltjes is er uiteraard geen sprake van afscherming. Beide, maar vooral alfa’s, leiden tot een hoge plaatselijke dosis. Inwendige besmetting moet om deze reden worden voorkomen.
Afscherming van gammastraling dient volgens dezelfde principes te geschieden als is beschreven bij initiële straling. Schattingen van dosisreductiefactoren (doorlaatfactoren) bij verschillende vormen van afscherming worden in figuur 5.55 gegeven.

 

Figuur 5.55 Gammadosisreductiefactoren van nablijvende straling voor diverse constructies

g. Late fallout
Het spreekt voor zich dat er geen scherpe overgang bestaat tussen vroege en late fallout. Toch is er een belangrijk verschil. Het grootste risico van vroege fallout is blootstelling aan gammastraling van fallout buiten het lichaam. Een bijkomend risico is dat van betabesmetting van de huid. Het belangrijkste risico van late fallout is daarentegen de kans op inwendige besmetting, vooral door inhalatie of ingestie. Een van de belangrijkste wegen waarlangs dit kan gebeuren is de consumptie van melk van koeien die besmet gras hebben gegeten.
Vooral radioactief jodium kan via deze weg het lichaam binnendringen. Omdat inwendige besmettingen sterk zullen afhangen van de omstandigheden, zijn de dosisconsequenties niet voorspelbaar.
De fractie van de totale activiteit die bij verschillende explosie-grootten in de late fallout terechtkomt bedraagt voor luchtexplosies vrijwel 100%, voor maaiveldexplosies ca. 40% en voor explosies boven water ca. 70%. Bij maaiveldexplosies beneden 100 kt zal het merendeel van de fallout binnen enkele weken worden gedeponeerd. In dat geval bevat het nog aanzienlijke hoeveelheden isotopen met een redelijk korte halfwaardetijd. Het grootste risico komt dan van jodium (¹³¹I; halfwaardetijd 8 dagen) dat geconcentreerd wordt in de schildklier en ter plaatse een grote stralingsdosis afgeeft. ¹³¹I komt vooral voor in regenwater en in melk van koeien die besmet gras hebben gegeten.
Bij explosies van grotere energie stijgt de radioactieve wolk tot in de stratosfeer, van waaruit slechts langzaam depositie plaatsvindt (enkele maanden tot jaren). Het feit dat depositie vanuit de stratosfeer zoveel langzamer plaatsvindt dan depositie uit de troposfeer wordt voornamelijk veroorzaakt doordat in de stratosfeer nauwelijks verticale luchtstromingen voorkomen. Bovendien is er weinig waterdamp beschikbaar voor uitregenen van de fallout. De belangrijkste isotopen in dergelijk fallout zijn strontium-90 en cesium-137 (halfwaardetijd resp. 28 en 30 jaar). Beide komen relatief veel voor in het splijtingsmengsel. Cesium wordt vrijwel gelijkmatig verdeeld over het lichaam, met een lichte voorkeur voor spierweefsel. Door de goede oplosbaarheid wordt het redelijk snel weer uitgescheiden. Strontium wordt specifiek opgeslagen in het bot, van waaruit het slechts langzaam wordt uitgescheiden. 9°Sr geeft daarom een grote stralingsdosis op het beenmerg (het bloedvormende orgaan), met als grootste risico de inductie van leukemie.

9. Elektromagnetische puls

a. Algemeen
Een kernwapenexplosie gaat behalve met effecten als luchtdruk, schokgolf, thermische en kernstraling ook gepaard
met een zeer kort durende overdracht van elektromagnetische energie. Dit verschijnsel wordt de elektromagnetische puls (EMP) genoemd. De EMP manifesteert zich in impulsvormige elektromagnetische velden die in slechts één honderdste microseconde waarden kunnen bereiken die ongeveer een miljoen maal sterker zijn dan de velden van bijvoorbeeld omroepzenders. In elektrische geleiders die aan dergelijke grote en snelle veldsterkteveranderingen worden blootgesteld, kunnen zeer grote spanningen en stromen worden geïnduceerd. In gevallen waar zo’n geleider met gevoelige componenten van computers, communicatie- en besturingsapparatuur is verbonden, is de kans op het ontstaan van defecten bijzonder groot.

b. Het ontstaan van EMP
Bij een kernwapenexplosie bewegen gammastralen zich met de snelheid van het licht in een dunne bolvormige schil vanuit het explosiepunt naar buiten. De gammastralen botsen tegen luchtmoleculen waaruit elektronen worden losgestoten. Deze zogenaamde comptonelektronen (zie figuur 2.18) verwijderen zich met grote snelheid in overwegend radiale richting van het explosiepunt en van de achterblijvende ionen. Deze grootscheepse scheiding van ladingen wekt een sterk elektrisch veld op tussen de negatieve elektronen en positieve ionen. De verplaatsing van ladingen produceert een stroom, de zogenaamde ’comptonstroom’. De EMP van een nucleaire explosie is sterk  afhankelijk van de hoogte waarop de explosie plaatsvindt.

(1) Luchtexplosies
Indien een elektrische lading gelijkmatig over een bolvormige ruimte is verdeeld ontstaat er geen magnetisch veld en dientengevolge ook geen EMP.
Voor het uitstralen van een EMP-veld is dus een asymmetrie in de ruimtelijke verdeling van de comptonstroom nodig.
Deze wordt voor explosies op het aardoppervlak of vlak daarboven door het verschil in samenstelling van de lucht en de bodem veroorzaakt en voor explosies op een hoogte tussen 4 en 30 km door variaties in de luchtdichtheid. In dit laatste geval is slechts een kleine asymmetrie aanwezig waardoor het veld relatief zwak is. De gammastralen veroorzaken comptonelektronen, die op hun beurt tegen luchtmoleculen botsen, waarbij zeer veel secundaire elektronen ontstaan. De lucht rondom het explosiepunt raakt hierdoor sterk geïoniseerd en geleidend. Men noemt dit gebied ’de bronzone’ omdat hier de EMP ontstaat (zie figuur 5.56). De omvang van de bronzone wordt bepaald door de indringdiepte van de gammastralen. Deze indringdiepte is vanwege de sterk met de afstand toenemende absorptie in de lucht, weinig afhankelijk van het wapenvermogen. Voor respectievelijk kiloton- en megatonexplosies bedraagt de indringdiepte in de lucht op zeeniveau ongeveer 1 en 5 km. Met andere woorden, door het wapenvermogen een factor duizend te vergroten, wordt de indringdiepte slechts een factor vijf groter.

Figuur 5.56 Het ontstaan van EMP in de atmosfeer

Kenmerkend is de sterk asymmetrische, half bolvormige verdeling van de comptonstroom. Deze resulteert in een overwegend vertikaal gericht elektrisch veld. Door de cirkelvormige veldlijnen om het explosiepunt is het magnetische veld horizontaal gericht.
In de bronzone heersen zeer sterke inductievelden. De magnetische inductie kan in het centrum waarden bereiken van ongeveer 10^-2 weber/m², in de lucht overeenkomend met een veldsterkte van 8000 A/m. Deze neemt evenals de gammastraling zeer sterk met de afstand af.
De elektrische veldsterkte wordt door de exponentieel met de tijd toenemende geleidbaarheid van de lucht, begrensd tot een maximale waarde die wederom slechts weinig afhankelijk is van het wapenvermogen. Hierdoor zal de EMP juist bij kleine wapenvermogens ten opzichte van de andere nucleaire effecten relatief belangrijker worden. De richting van de elektrische component van het veld (de polarisatierichting) is bij een lage luchtexplosie loodrecht gericht op het aardoppervlak. De EMP van een lage luchtexplosie kan in ongunstige gevallen schade aanrichten tot op een afstand van enkele tientallen kilometers.

(2) Exo-atmosferische explosies
Wanneer de zich na een kernwapenexplosie bolvormig uitbreidende gammastralen vanuit de ruimte op een hoogte van ongeveer 40 km boven het aardoppervlak aankomen, is de dichtheid van de atmosfeer voldoende groot geworden om comptonelektronen te vormen. Op 20 km hoogte zijn de gammastralen vrijwel volledig door de atmosfeer geabsorbeerd. De comptonelektronen worden, vooral in de bovenste luchtlagen, door het aardmagnetisch veld in spiraalvormige banen gedwongen, waarbij een sterk impulsvormig veld wordt uitgestraald. De bronzone bevindt zich in dit geval op een hoogte van ongeveer 30 km en heeft de vorm van een pannekoek met maximale dikte van 20 km (zie figuur 5.57).

Figuur 5.57 Het ontstaan van EMP bij een exo-atmosferische explosie

De in de atmosfeer aangekomen gammastralen veroorzaken een pannekoekvormige bronzone, waarbinnen comptonelektronen door het aardmagnetisch veld worden afgebogen. De effecten van vele aldus gevormde elektromagnetische dipolen versterken elkaar en hebben op het aardoppervlak een sterke EMP tot gevolg. De veldsterkte is maximaal onder het gebied waar de comptonelektronen de aardmagnetische veldlijnen loodrecht kruisen.
Slechts die gammastralen die de atmosfeer raken, veroorzaken de vorming van comptonelektronen.
Vanaf wapenvermogens van enkele honderden kt wordt de diameter van de bronzone alleen nog begrensd door de kromming van de aarde en kan daardoor afhankelijk van de hoogte van het explosiepunt waarden van duizenden kilometers bereiken. Bij kleinere wapenvermogens wordt de diameter van de bronzone bepaald door de afstand waarop voldoende comptonelektronen kunnen worden gevormd. De grootste piekwaarde van de EMP op het aardoppervlak bedraagt 50 kV/m, de kortste stijgtijd 10^-8 s (de stijgtijd is de tijd waarin het veld de piekwaarde bereikt) en de maximale duur ongeveer 10^-6 s (zie figuur 5.58).

Figuur 5.58 Het verloop van de veldsterkte bij een EMP veroorzaakt door een exo-atmosferische explosie

Zelfs aan de rand van de bronzone kunnen op het aardoppervlak nog piekwaarden van 25 kV/m en stijgtijden van enkele tientallen nanoseconden voorkomen. De polarisatie- richting van de elektrische component is, in tegenstelling tot die bij kernwapenexplosies in de atmosfeer, overwegend horizontaal. De andere effecten zijn bij een exo-atmosferische explosie, met uitzondering van de lichtflits, van geen betekenis.
De EMP tengevolge van een exo-atmosferische explosie is in staat in zeer uiteenlopende apparaten en systemen, verspreid over een zeer groot oppervlak op praktisch hetzelfde moment schade aan te richten zonder dat de andere effecten merkbaar hoeven te zijn. Voor een explosiehoogte van 400 km is dit gebied begrensd door een cirkel rondom het grondnulpunt met een straal van ca. 200 km.

c. De gevolgen van EMP De kans op schade als gevolg van de EMP wordt bepaald door vier factoren:

• piekwaarde met bijbehorende stijgtijd
• de overdracht (koppeling) van EMP-energie aan geleiders
• de overdracht van de hiermee opgevangen stromen of spanningen naar de andere aangesloten componenten
• de kwetsbaarheid van deze componenten.

In geval van maximale koppeling met de EMP wordt in een 1 meter lange staaf boven een geaard vlak een piekspanning geïnduceerd van 25.000 volt en in een lus met een oppervlak van 1 mz een piekspanning van 17.000 volt. In bovengrondse leidingen met een lengte van meer dan enkele honderden meters worden piekstromen van enkele duizenden ampères verwacht, overeenkomend met een geïnduceerde energie van 10⁴ joule.
Van de thans in gebruik zijnde componenten zijn de halfgeleiders (dioden, transistoren, geintegreerde schakelingen, chips) het meest kwetsbaar. Deze kwetsbaarheid neemt toe naarmate de halfgeleider bestemd is voor het versterken van signalen met een steeds hogere frequentie. Door een door de EMP veroorzaakte piekspanning over het scheidingsvlak (junctie) wordt in een halfgeleider een aantal elektronen losgemaakt, waaruit via een soort sneeuwbaleffect binnen een zeer korte tijd een sterke stroom ontstaat. Door de snelheid waarmee dit gebeurt kan deze stroom zich niet over het hele scheidingsvlak verspreiden, waardoor plaatselijk een te grote warmteontwikkeling ontstaat. De hiervoor benodigde energie varieert van 10^-7 joule voor microgolfdiodes tot 10^-2 joule voor bepaalde laagfrequent transistoren. Vergelijking van deze waarden met de energie die in geleiders kan worden geinduceerd (zie bovenstaand voorbeeld van lange leiding: 10⁴ joule) leert dat bij optimale overdracht de kans op schade zeer groot kan zijn. In de praktijk is deze overdracht echter lang niet altijd optimaal. Zou dit wèl het geval zijn, dan is een draadlengte of lusdiameter van enkele decimeters al voldoende om een halfgeleider met een kwetsbaarheidsniveau van 10^-6 joule te beschadigen.
Digitale halfgeleidercircuits kunnen reeds vanaf ongeveer 10^-9 joule verstoord worden. Hierbij kan zowel verstoring van de werking als verlies van informatie optreden.
Behalve halfgeleiders kunnen ook andere componenten worden beschadigd, zoals relais, zekeringen en transformatoren. Verder is het mogelijk dat bovengrondse leidingen op meerdere plaatsen worden beschadigd door doorslag naar aarde als gevolg van hoge piekspanningen die in ongunstige gevallen tot een miljoen volt kunnen oplopen. Geinduceerde piekspanningen op meetleidingen verbonden aan opneemelementen in opslagtanks kunnen bij onzorgvuldige constructie van de bekabeling vonkoverslagen in de tank veroorzaken. Elektrische ontstekers voor munitie kunnen voortijdig reageren wanneer de geinduceerde energie in de bekabeling een waarde van 10^-3 joule overschrijdt.

d. Schade veroorzaakt door de EMP
De schade kan worden onderverdeeld in zware en licht schade. Zware schade wil zeggen dat apparatuur slechts na omvangrijke reparatie buiten het eigen verzorgingsniveau wederom in bedrijf kan worden gesteld. Lichte schade houdt in dat apparatuur binnen enkele uren op het eigen verzorgingsniveau kan worden hersteld. Voor wat betreft schatting tengevolge van de EMP wordt het materieel in drie categorieën onderverdeeld:

(1) Low risk materieel
Dit is elektronische apparatuur met geen of minimale externe aansluitingen, functionerend op eigen stroomvoorziening, bijvoorbeeld optische elektronische apparatuur en vuurleidingssystemen van tanks en artillerie. Dit materieel wordt beschouwd als ongevoelig voor EMP; andere effecten zoals luchtdruk, hitte en directe straling zijn van grotere invloed op de inzetbaarheid.

(2) Medium risk materieel
Hiertoe behoort apparatuur met korte antennes of kabelaansluitingen, bijvoorbeeld de meeste zakrekenmachines, tactische communicatieapparatuur, zoekradars van mortier- rtillerie en nucleaire lanceerinrichtingen.

(3) High risk materieel
Hiertoe wordt gerekend alle uitrusting voorzien van lange kabels of antennes, bijvoorbeeld actieve luchtverdedigingssystemen, generatoren, helicopters en mobiele verbindingsstations. De schadestralen bij luchtexplosies van enkele wapenvermogens zijn weergegeven in figuur 5.59.

Figuur 5.59 EMR-schadestralen

e. Effecten op de mens
De directe instraling van de EMP op de mens heeft geen nadelige gevolgen. Aanraking van grote metalen objecten tijdens het optreden van de EMP kan echter een gevaarlijke schok tot gevolg hebben. Objecten met afmetingen van enkele meters vangen in een veld met een piekwaarde van 50 kV/m voldoende energie op om bij aanraking een hinderlijke schok te veroorzaken. Deze schokken kunnen worden voorkomen door metalen voorwerpen deugdelijk te aarden.

f. Bescherming tegen EMP
Tegen de gevolgen van EMP zijn afdoende maatregelen te nemen. Deze zijn in belangrijke mate afhankelijk van de afmetingen van de geleiders waarmee het te beschermen object is verbonden. Bij kleine apparatuur, bijvoorbeeld een radiotoestel, kan meestal worden volstaan met het aanbrengen van spanningsbegrenzers of stroomafleiders op de plaatsen waar uitwendige geleiders, zoals het netsnoer en de antenne, het apparaat binnenkomen. Bij grotere apparatuur zal ook aandacht aan de afscherming van het apparaat moeten worden besteed. In veel gevallen kan de reeds aanwezige metalen kast hiervoor worden benut. Systemen met lange bovengrondse leidingen, die veel EMP energie opvangen, behoren met begrenzers van een zwaarder kaliber te worden beschermd. Bij complexe systemen, zoals grote computers, wordt het aanbrengen van begrenzers praktisch onuitvoerbaar vanwege de vele geleiders waarmee de verschillende delen van het systeem onderling zijn verbonden. In dergelijke gevallen kan het voordeel hebben de apparatuur ongemoeid te laten en de ruimte waarin het systeem is opgesteld van een afschermende omhulling te voorzien. Alleen de kabels die de afgeschermde ruimte in- en uitgaan worden dan van begrenzers voorzien om te voorkomen dat de EMP-energie de ruimte kan binnenkomen.
 

Hoofdstuk 6 Medische aspecten van het gebruik van kernwapens

1. Inleiding

De directe uitwerkingsverschijnselen van een kernwapenexplosie zullen een groot aantal slachtoffers veroorzaken met brandwonden, mechanisch letsel of stralingsziekte of een combinatie hiervan. De combinatie van stralingsziekte met brandwonden en/of mechanisch letsel vormt een speciaal medisch probleem. Als gevolg van nablijvende kernstraling (fallout) kan eveneens stralingsziekte ontstaan of kan de behandeling van de slachtoffers nog extra worden gecompliceerd.

2. Lichtflits

a. Algemeen
De eerste aanwijzing van een kernwapenexplosie is een zeer felle lichtflits, vele malen helderder dan het zonlicht. De lichtflits kan flash-blindness en/of netvliesverbranding tot gevolg hebben.

b. Flash-blindness
Het gevolg van de lichtflits is een tijdelijke blindheid te vergelijken met de verblinding die optreedt na het kijken in een fotoflitslicht. Dit effect kan ook optreden indien men met de rug naar de explosie toe staat: het licht is ’overal’. De duur van de verblinding hangt af van de hoeveelheid licht die op het netvlies valt, hetgeen wordt bepaald door de grootte van de pupil en de lichtintensiteit. Bij een kleine pupilopening zoals overdag kan de verblinding van 10 seconden tot 10 minuten duren. Omdat bij donker de pupil groot is (adaptatie) en de pupil niet snel genoeg kan reageren, kan het effect wel een half uur aanhouden. Ter illustratie: de pupilwijdte bij veel licht zoals overdag bedraagt ongeveer 1 mm, bij donker is de pupildiameter ongeveer 7 mm; dit betekent dat de wijde pupil ongeveer 50 x zo veel licht op het netvlies toelaat (oppervlakte kleine pupil : oppervlakte wijde pupil = 1² : 7²)(opp. cirkel = ¼ π d²).

c. Netvliesverbranding
Indien een persoon in de richting van de vuurbol kijkt, ontstaat op de plaats waar de vuurbol op het netvlies wordt afgebeeld een brandwondje door de grote hoeveelheid licht die op het netvlies wordt geconcentreerd. Ook hier is de pupilgrootte van belang. Netvliesverbrandingen veroorzaken littekens en, afhankelijk van de plaats en omvang van de verbranding, blijvende vermindering van het gezichtsveld tot totale blindheid. Van zowel de knipreflex als van zonnebrillen is weinig bescherming te verwachten: de knipreflex is van weinig nut omdat in de ruim 0,1 s benodigd voor deze reflex reeds genoeg energie is afgegeven voor het veroorzaken van verbranding; een zonnebril verzwakt de lichtintensiteit in onvoldoende mate.

3. Hittestraling

a. Algemeen
Als gevolg van de hittestraling ontstaan brandwonden. Deze leveren een belangrijk aandeel in het totaal aantal slachtoffers dat medische hulp behoeft. Er zijn twee manieren waarop brandwonden ontstaan:

• primair, door opname in de huid van hittestraling;
• secundair, tengevolge van brand en beta-straling.

De ernst van een brandwond wordt bepaald door de diepte van de verbranding in de huid (verbrandingsgraad), de grootte en de plaats.

b. Verbranding door hittestraling
In de directe omgeving van de explosie is de hitte dermate groot dat alles wordt verteerd. Naarmate de afstand groter wordt, neemt de intensiteit van de hittestraling kwadratisch af. Op grotere afstanden beperken brandwonden tengevolge van hittestraling zich tot de onbedekte huid. De diepte van de brandwond wordt bepaald door de hoeveelheid op de huid vallende energie per oppervlakte-eenheid (joule/m²) en de tijdsduur waarin de huid aan de hittestraling wordt blootgesteld. De tijdsduur van de hittestraling is afhankelijk van het wapenvermogen. Een vermeldenswaardige bijzonderheid is het ’Hiroshima-masker’. Deze huidafwijking wordt gezien na herstel van brandwonden en wordt gekenmerkt door een sterke pigmentatie van de huid, omgeven door een smalle zoom ongepigmenteerde huid. Waarschijnlijk wordt dit verschijnsel veroorzaakt door het ultraviolette gedeelte van de lichtflits.

c. Verbranding als gevolg van ontstane branden
De factoren die de ernst en omvang van deze branden bepalen, zijn:

• het wapenvermogen;
• de ontvlambaarheid van de getroffen materialen.

Brandwonden als gevolg hiervan kunnen over het hele lichaam voorkomen. De brandwonden zijn dikwijls diep door een lange blootstelling aan de warmtebron.

d. Behandeling
De therapie van bovenbeschreven brandwonden wijkt niet af van die van andere brandwonden. Genezing kan nadelig worden beïnvloed door factoren zoals de opgelopen dosis kernstraling en andere verwondingen.

4. Luchtdruk

a. Algemeen Bij een kernwapenexplosie ontstaat een drukgolf.
Treft deze drukgolf de mens dan kan direct letsel ontstaan (direct effect). Letsel veroorzaakt door instortende gebouwen e.d. wordt beschouwd als indirect letsel (indirect effect). Indirect letsel komt veel meer voor dan direct letsel.

b. Direct effect
De drukgolf werkt direct in op het menselijk lichaam. Scheuring van het trommelvlies treedt op bij een overdruk groter dan 35 kPa (ongeveer 1/3 atmosfeer)(zie figuur 6.1). Inwendige lesies van borst- en buikorganen worden gevonden bij een overdruk in de orde van 100 tot 400 kPa (ongeveer 1 tot 4 atmosfeer). Bij een overdruk groter dan 400 kPa (±4 atmosfeer) treedt 100% letaliteit op. De long is het kritische orgaan voor de directe inwerking van de luchtdruk. Door de drukstoot worden de longblaasjes en de kleine bloedvaten beschadigd. Dit leidt tot longbloedingen en luchtembolieën. Ernstige benauwdheid en schuimend bloederig sputum zijn de belangrijkste verschijnselen. De drukstoot veroorzaakt scheuren in milt, lever en andere buikorganen. De bloedingen die hierbij ontstaan, hebben hevige pijn en een plankharde buik tot gevolg.

Figuur 6.1 Verband tussen wapenvermogen en afstand tot het explosiepunt voor 35 kPa overdruk (optreden van scheuring van het trommelvlies)

c. Indirect effect
De door de explosie veroorzaakte drukveranderingen doen windstoten ontstaan met snelheden tot enkele honderden kilometers per uur. Dit effect is verantwoordelijk voor het merendeel van de verwondingen bij de mens. Letsel ontstaat tengevolge van rondvliegend glas en puin en tengevolge van meesleuren van het menselijk lichaam zelf. Het letsel zal bestaan uit snijwonden, kneuzingen en fracturen.
Als het wapenvermogen toeneemt, neemt het gebied met indirect letsel sterker toe dan het gebied met direct letsel.

d. Behandeling
De therapie van luchtdrukletsel wijkt niet af van de algemene principes van de oorlogschirurgie.

5. loniserende straling

a. Algemeen
Alle levende organismen zijn opgebouwd uit cellen. Om een goed begrip te krijgen van de effecten van ioniserende straling op een organisme is het noodzakelijk te bezien hoe deze straling inwerkt op de componenten waaruit de cel is opgebouwd en waaruit de invloed van deze inwerking op het totale organisme bestaat.

b. Effecten op moleculair niveau
Langs de baan van een stralingskwant treden ionisaties op. In water bijvoorbeeld treedt de volgende reactie op:
H₂0 H₂0+ + e^-
Het vrije elektron zal, als het tot rust is gekomen, weer worden ingevangen:
e^- + H₂0 H₂0^-
De beide geladen watermoleculen zijn instabiel en vervallen tot radicalen:
H₂0⁺ H⁺ + OH•  (• = radicaal)
H₂0^- H• + OH^-
Radicalen zijn uiterst reactieve deeltjes die talloze interacties kunnen aangaan, bijvoorbeeld:
H• + H• H₂
OH• + OH• H₂0₂ (waterstofperoxyde)
H• + OH• H₂0
H₂O₂ + OH• - H₂O + HO₂• (peroxy-radicaal)

Radicalen zijn niet stabiel en in zuiver water blijven alleen de eindprodukten H₂O, H₂ en H₂0₂ over. Alle radicaal-reacties zijn in ongeveer 10^-5 s afgelopen.
Als er andere stoffen in het water zijn opgelost, dan kunnen deze ook met de radicalen reageren:

H• + O₂ HO₂•
RH + OH• R• + H₂O (RH= organische verbinding)
RH + HO₂•  R• + H₂O₂
R₁• + R₂• R₁R₂ ( cross-linking’)
Op deze wijze kunnen organische stoffen overgaan in gemodificeerde verbindingen. Indien zij een biologische functie bezitten kan die daardoor worden veranderd of zelfs verloren gaan. Een molecuul kan dus niet alleen direct door ionisatie worden beschadigd. De indirecte weg via radicaal-reacties is veel belangrijker.
Uit de radiobiologie is bekend dat zuurstofrijk weefsel stralingsgevoeliger is dan zuurstofarm weefsel. Men noemt dit het zuurstofeffect. De verklaring van dit verschijnsel berust op het feit dat in aanwezigheid van zuurstof gemakkelijk het peroxy-radicaal HO₂•, wordt gevormd (zie reactie-vergelijkingen).
Het peroxy-radicaal is een uiterst reactief deeltje en daardoor bijzonder schadelijk. Door de oxydatieve eigenschappen brengt het een grotere schade in de levende cel teweeg dan andere radicalen. Het zuurstof-effect vormt een bijzonder probleem bij de bestraling van tumoren. Door de snelle groei van de tumor is de bloedvatvoorziening vaak achtergebleven. Dit heeft tot gevolg dat een gedeelte van het tumorweefsel slecht wordt voorzien van zuurstof waardoor het therapeutisch effect van de bestraling sterk wordt benadeeld. Bij het volledig ontbreken van zuurstof is een circa 2,5 keer zo hoge dosis straling nodig voor hetzelfde effect als bij een zuurstofrijk weefsel.
Behalve door het ontbreken van zuurstof kan ook met behulp van chemische stoffen een zekere resistentie tegen straling worden bewerkstelligd. Aangenomen wordt dat deze chemische protectie wordt veroorzaakt doordat de verbindingen zelf reageren met de door de straling geinduceerde radicalen en daardoor voorkomen dat voor de cel essentiële moleculen worden beschadigd. De meest effectieve ’radicaalvangers’ bevatten een alcoholgroep (OH), een thiolgroep (SH) of een aminogroep (NH₂), zoals bijvoorbeeld ethanol, mercapto-ethanol en cysteamine.

c. Effecten op cellulair niveau loniserende straling is veel efficiënter in zijn celdodende werking dan andere vormen van energie-depositie. Dit wordt vooral veroorzaakt doordat veel energie zeer plaatselijk langs de baan van het stralingskwant wordt afgegeven (’point heat theory’). De energie-depositie is dus sterk inhomogeen. Hoewel het uiteindelijke effect van bestraling van een bak water met 10 Gy een temperatuurverhoging is van slechts 0,0024 graden Celsius, is bestraling van het hele lichaam van de mens met 10 Gy dodelijk.
In bestralingsexperimenten met celcultures is gebleken dat niet alle cellen worden gedood: er is een zekere kans om te overleven. Dit wijst er op dat er een bepaald onderdeel in de cel aanwezig is dat van vitaal belang is. Blijft dit onderdeel gespaard dan overleeft de cel, ondanks vele ionisaties in andere onderdelen van de cel. Dit onderdeel blijkt het DNA te zijn, dat zich bevindt in de chromosomen van de celkern (zie figuur 6.2).

Figuur 6.2 Een schematische voorstelling van een dierlijke cel (afmeting ±20 micrometer) In de cel is een celkern aanwezig waaruit de cel wordt gereguleerd. In de kern bevinden zich de chromosomen, de dragers van de genetische informatie. Alleen tijdens de celdeling zijn de chromosomen zichtbaar. Het gedeelte van de cel buiten de kern wordt cytoplasma genoemd.

Beschadiging van het DNA door straling heeft als mogelijk gevolg mutatie, steriliteit of celdood. Het DNA bestaat uit lange draadvormige moleculen van 2 spiraalsgewijs om elkaar gedraaide ketens (zie figuur 6.3). Een belangrijk effect van straling op het DNA is dat er breuken in de ketens ontstaan.

Figuur 6.3 Model met uitvergrotingen voor de bouw van een chromosoom De informatie voor de bouw en het functioneren van een cel bevindt zich in het chromosoom. Het chromosoom bestaat uit desoxy-ribonucleinezuur (desoxy-ribonucleic acid, DNA). Via een aantal spiralisatiestappen wordt het DNA zeer compact in de chromosomen opgevouwen zodat het chromosoom als een zeer vele malen gespiraliseerde DNA-keten kan worden beschouwd. Het DNA bestaat uit zeer lange moleculen die zijn samengesteld uit een 4-tal bouwstenen. De volgorde van deze bouwstenen bepaalt de kenmerkende eigenschappen van de cel (bloedcel, spiercel, enz./.

De cel kan sommige van deze breuken zeer effectief herstellen (breuken in een enkele keten). Bij breuken in beide ketens wordt dit moeilijker. Dan kan het voorkomen dat de verkeerde uiteinden aan elkaar worden verbonden of dat beide uiteinden van elkaar verwijderd raken en de breuk na enige tijd definitief wordt. Zolang de cel zich niet deelt, blijft de schade nog beperkt. Weliswaar komen er gebroken of abnormaal aan elkaar gelijmde DNA-moleculen voor, maar de cel beschikt over de volledige hoeveelheid DNA en lang niet alle beschadigingen in het DNA zijn relevant voor het functioneren van de cel. De abnormale chromosomen kunnen echter leiden tot afwijkingen bij de celdeling en tot een onevenredige verdeling van het DNA over de dochtercellen.
Deze beschikken daardoor niet meer over de normale hoeveelheid DNA, wat tot een ontregeling van de celstofwisseling en uiteindelijk tot de celdood kan leiden. De aangerichte schade komt dus vaak pas tot expressie na de celdeling. Dit betekent dat organen waarin de cellen zich regelmatig delen (bijvoorbeeld beenmerg, milt en darmslijmvlies) stralingsgevoeliger zijn dan organen waarin de cellen zich weinig of niet delen (bijvoorbeeld spier, lever, hersenen).
Celdeling berust op de unieke eigenschap van chromosomen (en dus DNA) om zich te verdubbelen. De nauwkeurigheid van dit kopieerproces is zeer groot zodat de dochtercellen een nieuwe DNA-keten van dezelfde samenstelling als de oude ontvangen. In zeldzame gevallen zal het nieuwe DNA afwijken van het oude. De oorzaak van dit verschijnsel (spontane mutatie) is niet precies bekend, maar zou onder meer zijn toe te schrijven aan de natuurlijke achtergrondstraling waaraan het leven op aarde blootstaat. Cellen zijn in staat een geringe stralingsschade geheel of gedeeltelijk te herstellen. In de cel bevinden zich enzymen die in staat zijn beschadigde stukjes DNA te verwijderen en te vervangen. Deze eigenschap is echter niet voor iedere celsoort gelijk. Darmcellen bijvoorbeeld vertonen een beter en sneller herstel dan beenmergcellen. Als er echter in relatief korte tijd veel beschadigingen ontstaan, zoals bij blootstelling aan een hoge dosis straling, dan is de kans groot dat de aangerichte schade niet volledig of foutief wordt hersteld. Deze fouten, tesamen met de niet herstelde beschadigingen, geven aanleiding tot veranderingen in de eigenschappen van de cel.
Op cellulair niveau zijn de volgende effecten waar te nemen:

• celdood (al dan niet onmiddellijk)
• verandering in de functie van de cel: verstoring van de deling
• vertraging in de groei
• veranderingen in de doorlaatbaarheid van de celwand
• verlaagde beweeglijkheid van bepaalde cellen (bijvoorbeeld spermatozoa)
• beschadiging van het DNA met als gevolg het ontstaan van abnormale cellen (tumorvorming).

d. Effecten op de mens

(1) Algemeen
De uiteindelijke biologische effecten van ioniserende straling op de mens kunnen als volgt worden ingedeeld:

(2) Somatische effecten
De niet-stochastische somatische effecten treden, mits een zekere drempeldosis is overschreden, altijd op. Een kenmerk van deze effecten is dat ze snel na de bestraling optreden (enige uren tot enige weken na de bestraling). Ze worden ook wel vroege effecten genoemd. Voorbeelden van vroege effecten zijn weergegeven in figuur 6.4. De stochastische effecten zijn effecten die een zekere waarschijnlijkheid hebben om op te treden. De belangrijkste stochastische effecten zijn kankerinductie en genetische schade. Gegevens over kankerinductie tengevolge van straling zijn verkregen uit vele radiobiologische experimenten met proefdieren.
Er zijn ook gegevens bij de mens verzameld, bijvoorbeeld van:

• personen die de kernwapenexplosies op Hiroshima en Nagasaki hebben overleefd;
• patiënten die vroeger voor bepaalde ziekten zijn bestraald;
• kinderen die voor de geboorte zijn bestraald als gevolg van röntgenonderzoek bij de moeder;
• personen die radium of thorium hebben binnengekregen (horlogeindustrie: lichtgevende wijzerplaten).

Uit al deze gegevens blijkt dat er een latente periode bestaat voordat kanker optreedt. Men noemt het daarom ook wel een laat effect.
De latente periode bedraagt voor leukemie ongeveer 3-5 jaar; voor andere vormen van kanker ongeveer 10 jaar. Na de latente periode volgt een risicoperiode waarin de kans om aan kanker te overlijden verhoogd is. Voor leukemie bedraagt deze periode ongeveer 20 jaar; voor andere vormen van kanker 30 jaar of langer.

(3) Genetische effecten
Het andere belangrijke stochastische effect van straling is de genetische schade. De meest eenvoudige voorstelling van het begrip erfelijkheid is dat kinderen eigenschappen met hun ouders gemeen hebben. De overdracht van eigenschappen geschiedt via de geslachtscellen. Door middel van de chromosomen in deze geslachtscellen wordt het hele erfelijke materiaal, inclusief de veranderingen daarin, op de volgende generatie overgedragen.

Figuur 6.4 Voorbeelden van niet-stochastische somatische effecten

Uit de biologie blijkt dat genetische veranderingen van nature kunnen optreden. Straling verhoogt de frequentie van deze zogenaamde spontane mutaties. Deze mutaties kunnen herkenbare erfelijke afwijkingen tot gevolg hebben. Op grond van een groot aantal onderzoekingen met proefdieren neemt men aan dat na bestraling met 1 cGy per generatie (30 jaar) een verhoging optreedt van 0,1 - 0,2% van de frequentie, waarmee afwijkingen van nature voorkomen. Spontane mutaties kunnen worden vastgesteld bij 5 - 10% van het aantal geboorten.
De veranderingen die optreden zijn voornamelijk:

• puntmutaties (verandering van een van de bouwstenen van het DNAmolecuul);
• chromosoomafwijking (verandering van grotere stukken in het chromosoom);
• non-disjunctie (het foutief uiteen gaan van een of meer chromosoomparen tijdens de deling).

(4) Dosis-effect relatie
Om de grootte van het stralingsrisico te bepalen is het noodzakelijk te weten hoe het risico afhangt van de dosis.
Zoals al eerder is uiteengezet wordt er onderscheid gemaakt tussen stochastische en niet-stochastische effecten. Voor de niet-stochastische effecten is het risico nul als men onder de drempeldosis blijft. Komt men daarboven dan treedt het effect altijd op, onafhankelijk van de grootte van de dosis. Uit verschillende gegevens bij proefdieren en bij de mens is gebleken dat de grootte van het risico op stochastische effecten ruwweg evenredig is met de ontvangen dosis, althans bij hoge doses en bij een hoog dosistempo. Hoewel het beslist onzeker is dat deze evenredigheid ook geldt bij lage doses en bij een laag dosistempo neemt men aan dat deze lineariteit blijft bestaan. Dit houdt in dat er dus geen drempeldosis is waar beneden geen risico meer bestaat. Voor wat betreft het risico op genetische schade wordt aangenomen dat dit volgens dezelfde lineaire dosis-effect relatie optreedt. Bij de mens is dit echter nooit aangetoond, ook niet bij de overlevenden van de kernwapenexplosies op Hiroshima en Nagasaki.

(5) Stralingssyndromen
(a) Algemeen
Gedurende de eerste uren na blootstelling treedt een tijdelijke toestand van algehele malaise op, gekenmerkt door misselijkheid, duizeligheid, koorts, braken, vermoeidheid, diarree. De mate waarin deze verschijnselen optreden is dosisafhankelijk. Deze toestand wordt gevolgd door een periode waarin normaal wordt gefunctioneerd, de zogenaamde latente periode. Hierna volgt de acute fase van de stralingsziekte waarbij, afhankelijk van de dosis, drie verschillende ziektebeelden (syndromen) kunnen worden onderscheiden. Deze worden veroorzaakt door respectievelijk aantasting van de cellen van het beenmerg, van de darmen en bij zeer hoge doses van het centraal zenuwstelsel. De grootte van de geabsorbeerde dosis is bepalend voor het tijdstip waarop de persoon wordt uitgeschakeld, het tijdstip waarop de acute fase inzet en de ernst van de ziekte.
Bij de hieronder beschreven syndromen wordt uitgegaan van een bestraling van het totale lichaam.

(b) Beenmergsyndroom
Het beenmergsyndroom ontstaat doordat het rode beenmerg te weinig bloedcellen produceert. De cellen in het bloed (rode bloedlichaampjes, witte bloedlichaampjes en bloedplaatjes) hebben een beperkte levensduur zodat ze voortdurend moeten worden aangevuld. Bij doses vanaf circa 25 cSv kunnen beenmergcellen zodanig worden aangetast dat zij niet meer in staat zijn te delen, waardoor de aanmaak van nieuwe bloedcellen achterblijft of zelfs geheel niet plaats vindt. Rode bloedlichaampjes verzorgen het zuurstoftransport, witte bloedlichaampjes hebben een functie bij de bestrijding van infecties en de bloedplaatjes zijn belangrijk bij het stollingsproces. Een tekort aan deze cellen heeft na een latente periode van enkele dagen tot weken bloedarmoede, een verminderde weerstand tegen infecties en een neiging tot bloedingen tot gevolg. Herstel is afhankelijk van het aantal stamcellen in het beenmerg dat de bestraling heeft overleefd (zie figuur 6.5).

Figuur 6.5 Schematische voorstelling van bloedvorming

(c) Darmsyndroom
Het darmsyndroom treedt op bij een dosis boven 8 Sv. Dit syndroom gaat uiteraard vergezeld van het beenmergsyndroom.
De acute fase begint na enkele dagen tot een week. De produktie van nieuwe cellen in de darmwand is verminderd of zelfs afwezig.
Kenmerken van het darmsyndroom zijn diarree met als gevolg overmatig vochtverlies, darmbloedingen en darmontstekingen (zie figuur 6.6). Dit syndroom kan ook ontstaan bij partiële bestraling gericht op het buikgebied en bij inwendige besmetting.

Figuur 6.6 Schematische voorstelling van de veranderingen in de bekleding van de dunne darm na bestraling
A Onbestraald. Celdeling vindt plaats in de krypten, waar de stamcellen zich bevinden. Van hieruit schuiven de cellen
op naar hel uiteinde van de darmvlok.
B 3 Dagen na bestraling. Het aantal epitheelcellen is reeds afgenomen en het bindweefsel in de vlokken trekt zich terug.
C 4 Dagen na bestraling. De stamcellen zijn vrijwel geheel verdwenen en de vlokken zijn sterk verkort.

(d) Centraal zenuwstelselsyndroom (CZS-syndroom)
Dit syndroom treedt op bij doses vanaf 15 Sv. Celdeling komt bij zenuwweefsel niet voor. De oorzaak van dit syndroom berust dan ook niet op een verstoring van de celdeling, maar op een beschadiging van de zenuwcellen zelf. De duur van de latente periode is zeer kort en varieert van enkele uren tot enkele dagen. Een scala van symptomen kan optreden, zoals braken, stuiptrekkingen, bewustzijnsverlies. De dood treedt in binnen 2 tot 6 dagen. De zeer hoge stralingsdosis die nodig is om het CZS-syndroom te veroorzaken houdt in dat deze dosis slechts kan worden opgelopen op korte afstand van een kernwapenexplosie. Onbeschermd personeel zal dan waarschijnlijk reeds zijn bezweken aan de drukgolf en de thermische effecten.

(e) Behandeling
(1) Algemeen
De behandeling van de patiënt kan niet uitsluitend worden afgestemd op de afgelezen waarden van de dosismeter, doch moet mede worden bepaald aan de hand van het klinische beeld en laboratoriumonderzoek.
(2) Beenmergsyndroom
De behandeling is gebaseerd op het toedienen van rode bloedcellen ter bestrijding van bloedarmoede en bloedplaatjes ter voorkoming van bloedingen. Daarnaast worden antibiotica gegeven ter voorkoming en bestrijding van infecties. Het doel is de patiënt hiermee in leven te houden totdat zijn beenmerg weer gaat functioneren.
(3) Darmsyndroom
De behandeling bestaat uit het instand houden van de vocht- en elektrolytenbalans en het toedienen van antibiotica.
(4) CZS-syndroom
De behandeling wordt beperkt tot het toedienen van sedativa.

Figuur 6.7 Te verwachten gevolgen voor groepen personeel na blootstelling aan neutronen en gammastraling

1. De beschreven verschijnselen zijn gerelateerd aan doses waarbij het hele lichaam werd bestraald.
   Dosismeters gedragen tijdens een kernwapenexplosie kunnen een van de werkelijke dosis afwijkende indicatie geven.
2. Bij het samenstellen van deze tabel is uitgegaan van LD 50/60 van 360 cGy (dosis waarbij 50-60% overlijdt).
3. De sterftecijfers gelden voor fitte jonge volwassenen indien geen behandeling kan plaatsvinden.

6. Besmetting

a. Algemeen
Besmetting bestaat uit radioactief stof dat zich op kleding of op de huid bevindt (uitwendige besmetting) en/of radioactieve deeltjes die in het lichaam zijn gekomen door inademing, eten of drinken danwel via de huid of wonden (inwendige besmetting).

b. Uitwendige besmetting
Een uitwendige besmetting kan een stralingsdosis tot gevolg hebben die dezelfde effecten geeft als genoemd in pt.5. Indien radioactief stof in direct contact komt met de onbeschermde huid kan bovendien de B-straling een zogenaamde beta-burn veroorzaken. Deze beta-burn ontstaat omdat de energierijke β-deeltjes enkele cellagen diep in de huid doordringen en daarbij de celvormende laag van de opperhuid beschadigen.
Het is te velde onmogelijk de huiddosis te meten omdat de verspreiding van de falloutdeeltjes over de huid ongelijk is. Bovendien is er een grote variatie in energie van B-deeltjes.
Het effect van de verschillende lokale doses p-straling die in de huid zijn geabsorbeerd is weergegeven in figuur 6.8.

Figuur 6.8 Effecten van lokale doses J!-straling

Huidlesies treden pas op bij minimaal 20 Gy. De verschijnselen komen overeen met die van verbranding. Analoog aan brandwonden worden huidlesies tengevolge van B- traling ingedeeld in drie graden:

• Eerste graad
  Deze wordt gekenmerkt door jeuk en een branderig gevoel, waarna een gering, scherp begrensd erytheem optreedt. Daarna ziet men een droge afschilfering die begint in het centrum en zich uitbreidt naar de omtrek, waarna tijdelijk dunne gedepigmenteerde vlekken in de opperhuid ontstaan. Deze vlekken genezen in enkele dagen volledig.
• Tweede graad
  Eerst treedt een stadium op met hyperpigmentatie waardoor donkere vlekken worden gevormd. Evenals bij tweede graads verbranding treedt zwelling van de huid op. Vaak ziet men op bestraalde huidgedeelten een tijdelijke haaruitval. Dit letsel geneest in enkele dagen tot weken zonder restverschijnselen.
• Derde graad
  Hierbij zijn de opperhuid en de lederhuid zodanig aangetast dat geen spontane genezing optreedt. Het resultaat gaat gepaard met verdunning van de huid, littekenvorming en blijvende haaruitval.

Evenals bij stralingssyndromen treedt ook hier een latente periode op waarvan de duur, afhankelijk van de dosis, enkele dagen tot weken bedraagt. De behandeling zal aan de hand van het klinische beeld dienen te geschieden.

c. Inwendige besmetting
Wanneer radioactieve deeltjes het lichaam binnendringen, er is sprake van inwendige besmetting.
Een dergelijke besmetting kan ontstaan door:

• inademing
• consumptie van besmet voedsel en/of water
• opname via de onbeschadigde huid
• opname via wonden.

Afhankelijk van de oplosbaarheid kan een nuclide in het bloed worden opgenomen via de slijmvliezen van de longen, het maagdarmkanaal of via een wond. Onoplosbare stoffen kunnen zich vastzetten in de longen of in wonden. Ook tijdens het passeren van het maagdarmkanaal vormen deze stoffen een gevaar. De mate van schade is afhankelijk van de hoeveelheid, de soort straling, de verblijftijd en de energie.

(1) Inademing
 Bij inademing zullen, ook zonder bescherming, niet alle deeltjes in de longen terecht komen. Deeltjes groter dan 5 µm worden ingevangen in het slijm van het bovenste gedeelte van de luchtwegen.
Dit slijm wordt door trilharen naar de mond-keel-holte gevoerd en vervolgens ingeslikt. Kleinere deeltjes kunnen wel het onderste gedeelte van de luchtwegen bereiken en worden deels uitgeademd en deels gedeponeerd in de longblaasjes. Als een nuclide oplosbaar is zal dit direct en volledig in het bloed terecht komen en door het lichaam worden verspreid.

(2) Consumptie
Onoplosbare nucliden die via de consumptie in het lichaam komen, worden met de feces uitgescheiden. Tijdens het verblijf in het lichaam vormen ze een gevaar. Vanuit het maagdarmkanaal wordt niet alleen plaatselijk maar ook aan het hele lichaam (gammastraling) schade toegebracht. Oplosbare nucliden worden via de wand van het maagdarmkanaal direct opgenomen in het bloed en in het lichaam verspreid.

(3) Onbeschadigde huid
Een onoplosbaar nuclide dat zich op de onbeschadigde huid bevindt, zal als uitwendige besmetter fungeren. Sommige oplosbare nucliden echter, zoals tritium, worden snel en geheel via de intacte huid geabsorbeerd.

(4) Wonden
Een klein gedeelte van een onoplosbaar nuclide in een wond zal door de witte bloedcellen als vreemd lichaam worden herkend en naar de lymfeklieren worden afgevoerd, waar het vaak heel lang aanwezig blijft. Oplosbare nucliden zullen gemakkelijk via het bloed in het lichaam worden opgenomen. De verblijftijd van het nuclide is afhankelijk van de fysische en de biologische halfwaardetijd. De fysische halfwaardetijd is de tijd waarin een nuclide de helft van zijn activiteit verliest. De biologische halfwaardetijd is de tijd die nodig is om de helft van de hoeveelheid van het nuclide uit het lichaam te verwijderen. De effectieve halfwaardetijd kan worden bepaald m.b.v. de formule:

Het lichaam kan radioactieve stoffen op een natuurlijke manier uitscheiden:

• via de nieren door de urine
• via het maagdarmkanaal door de feces
• via de longen door uitademing van gasvormige nucliden
• via de huid door transpiratie.

Het is in beperkte mate mogelijk deze natuurlijke processen te bevorderen. Bovenstaande uitscheidingsprocessen zijn op de meeste oplosbare nucliden van toepassing. Sommige nucliden worden geconcentreerd in bepaalde weefsels. Deze biologische voorkeur leidt tot concentratie van bijvoorbeeld jodium in de schildklier en strontium in het bot. In deze gevallen is er meestal sprake van een langere biologische halfwaardetijd waardoor een hoge lokale stralingsdosis wordt veroorzaakt.

7. Gecombineerd letsel

a. Algemeen
Wanneer in een gevechtssituatie kernwapens worden gebruikt zal vaak gecombineerd letsel voorkomen, dat wil zeggen stralingsziekte gecombineerd met mechanisch en/of thermisch letsel. De behandeling van het mechanisch en/of thermisch letsel als gevolg van oorlogshandelingen is gebaseerd op de algemene principes van de oorlogschirurgie. Aangezien bij dit letsel optredende wonden altijd gecontamineerd zijn, gepaard gaande met enorme destructie, grote hoeveelheden dood weefsel en een slechte bloedvoorziening van het wondgebied, brengt het na wondexcisie onmiddellijk sluiten van deze wonden een groot infectierisico met zich mee. Deze wonden moeten primair worden geëxcideerd en opengelaten en vervolgens, indien de wonden zuiver zijn, de 5e à 7e dag worden gesloten.
Bij slachtoffers die vóór, tijdens of na de verwonding zijn blootgesteld aan straling wordt de genezingskans nog eens extra benadeeld b.v. door het optreden van het beenmergsyndroom. De tengevolge hiervan optredende verhoogde infectiekans en verhoogde bloedingsneiging vormen een reden om de wond zo snel mogelijk te sluiten. Dit dilemma heeft aanleiding gegeven tot een nog steeds voortgaande discussie tussen chirurgen en stralingsartsen.

b. Behandeling
Doctrines voor enerzijds het handelen bij een radiologische besmetting en anderzijds het behandelen van stralingsziekte en/of thermisch/mechanisch letsel moeten in de voorste lijn gecombineerd en op elkaar afgestemd worden uitgevoerd. Hierbij moeten al naar gelang het levensbedreigende karakter van de besmetting dan wel dat van de verwonding prioriteiten worden gesteld. Een vaste doctrine is niet te geven.
Te nemen maatregelen zijn onder andere:

• veilig stellen van de ademhaling
• beschermen van de ademweg
• stelpen van levensbedreigende bloedingen
• voorkomen/behandelen van shock
• ontsmetten
• beperken van de stralingsbelasting
• behandelen van overige bloedingen
• stilleggen en ondersteunen van botbreuken en ontwrichtingen
• behandelen van brandwonden.

8. Chemoprofylaxe

Alhoewel bescherming tegen straling in eerste instantie een kwestie is van afscherming, zal onder nucleaire omstandigheden niet kunnen worden voorkomen dat een dosis straling wordt opgelopen. In een dergelijk geval zal men dienen te beschikken over middelen die, mits tijdig van tevoren ingenomen (profylaxe), de uitwerking van straling op het menselijk lichaam zouden kunnen beperken. Naar dergelijke profylactica wordt reeds lange tijd onderzoek gedaan. Alhoewel in proefdierexperimenten bemoedigende resultaten zijn bereikt, heeft dit nog niet geleid tot stoffen die toepasbaar zijn voor de mens. De bijwerkingen en korte werkingsduur zijn hiervan de voornaamste oorzaken.
In dit verband moet er op worden gewezen dat jodium niet als een algemeen werkend chemoprofylacticum kan worden beschouwd aangezien het alleen beschermt bij een inwendige besmetting met radioactieve jodium-isotopen. Jodium beschermt dus niet tegen uitwendige bestraling of tegen andere inwendig opgenomen radioactieve isotopen.
 

Hoofdstuk 7 Nucleaire verdediging

1. Inleiding

Een kernwapen vereist meer nog dan andere wapensystemen een aangepaste verdediging. Ondanks de genomen maatregelen zal het aantal overlevenden in een betrekkelijk groot gebied rondom het grondnulpunt gering zijn.
Naarmate de afstand tot het grondnulpunt toeneemt, neemt de kans op overleven toe. Het tijdig en juist treffen van verdedigende maatregelen vergroot niet alleen de kans op overleven, maar zal tevens de basis vormen voor voortzetting van de operationele taak.
De nucleaire verdediging heeft dus tot doel de gevolgen van een kernwapenexplosie op militair potentieel te beperken en daarmee de commandant in staat te stellen onder nucleaire omstandigheden zijn opdracht uit te voeren. De nucleaire verdediging is gebaseerd op tactische en technische maatregelen en procedures, gericht op individuele en collectieve bescherming waarbij moet gelden:
maximale bescherming bij minimaal verlies aan inzetbaarheid
De nucleaire verdediging strekt zich uit over 3 deelgebieden, te weten:

• inlichtingen
• bescherming
• herstel operationele inzetbaarheid.

2. Inlichtingen

Om de commandant in staat te stellen te komen tot een juiste besluitvorming en bevelvoering dient te worden beschikt over voldoende informatie omtrent de toestand. Deze informatie kan o.a. omvatten:

• de kans op inzet van kernwapens
• waargenomen kernwapenexplosies
• aangerichte schade
• gevaar van met fallout besmette gebieden
• de toestand eigen troepen.

Conventionele technieken (waarneming, verkenning) en technische middelen (nuclear burst detector-systemen, radiologische detectie/verkennings- en dosismeetapparatuur) worden gebruikt om de nodige inlichtingen te verzamelen.
Om uit de veelheid van gevechtsinformatie de voor de nucleaire verdediging relevante informatie te distilleren is de berichtenstroom binnen de NAVO gestandaardiseerd volgens het nbc-meldings- en waarschuwingsstelsel. Hierin is geregeld welke informatie aan wie dient te worden doorgegeven. Dit stelsel van informatievoorziening stelt de commandant in staat snel de juiste beslissingen te nemen, te waarschuwen en te informeren. Voor een nadere uitwerking van dit stelsel wordt verwezen naar de per krijgsmachtdeel van kracht zijnde voorschriften.

3. Bescherming

a. Algemeen
Inzet van kernwapens kan in een betrekkelijk groot gebied grote schade toebrengen aan militair potentieel. Het nemen van preventieve maatregelen zal dan ook een essentieel deel van de bescherming dienen te vormen. Deze maatregelen zijn te onderscheiden in tactische en technische beschermingsmaatregelen. Tactische beschermingsmaatregelen dienen ter:

• voorkoming van het vormen van lonende doelen door spreiding en het zoveel mogelijk handhaven c.q. bevorderen van de mobiliteit;
• vermindering van de kwetsbaarheid door gebruik te maken van dekkingen in het terrein;
• onttrekking aan vijandelijke waarneming door camouflage en misleiding opdat de ware identiteit van het eigen onderdeel verborgen blijft.

Technische beschermingsmaatregelen zijn onder te verdelen in individuele en collectieve beschermingsmaatregelen.

b. Individuele bescherming
De belangrijkste bescherming tegen de effecten van een kernwapenexplosie wordt verkregen door gebruik te maken van dekking.
Nbc-beschermende kleding draagt bij aan de individuele bescherming.
Zowel het feit dat een extra laag kleding wordt gedragen als ook de vlamwerende eigenschappen van deze kleding, vergroten de overlevingskans binnen een gebied waarin hittestraling de voornaamste schadecomponent is. De grens van 2e graads verbrandingen zal worden teruggebracht van 1000 m bij een 1 kt explosie naar 700 m en bij een 500 kt explosie van 17000 m naar 15000 m vanaf het grondnulpunt.
Tegen effecten als luchtdruk en directe kernstraling biedt nbc-kleding geen bescherming.
Door het gesloten dragen van (nbc-beschermende) kleding samen met ademhalingsbescherming zal zowel in- als uitwendige besmetting van het lichaam met fallout worden voorkomen en `ontsmetting’ voor een groot deel worden vereenvoudigd tot het verwijderen van besmette kleding.

c. Collectieve bescherming
Onder collectieve bescherming wordt verstaan de technische voorzieningen die tot doel hebben personeel en/of materieel af te schermen tegen alle effecten van een kernwapenexplosie. Over het algemeen zal de bescherming tegen conventionele strijdmiddelen bij een kernwapenexplosie slechts beperkte bescherming bieden. Tegen licht en hitte is bescherming betrekkelijk eenvoudig, immers alles wat schaduw geeft zal hiertegen beschermen. Als bovendien de constructies onbrandbaar zijn of van vlamwerende lagen zijn voorzien, zal effectieve bescherming worden geboden.
De constructie moet voldoende sterk zijn om luchtdruk en rondvliegend puin te doorstaan.
Bescherming tegen straling is afhankelijk van de dichtheid (p) en de hoeveelheid (dikte) van het materiaal. Als vuistregel geldt dat directe straling tot de helft wordt gereduceerd door een laag materiaal van 33/ p cm. Voor gammastraling afkomstig uit fallout is dit 13/p cm. Dit noemt men de halfwaardedikte (d½) van het materiaal. Figuur 7.1 geeft enige experimenteel vastgestelde halfwaardedikten voor verschillende materialen tegen directe en nablijvende straling.

Figuur 7.1 Halfwaardedikten

De afscherming tegen neutronen moet op een andere manier worden bereikt. Snelle (energierijke) neutronen moeten eerst worden vertraagd door materiaal met een hoog atoomgewicht (bijvoorbeeld ijzer) tot matig snelle neutronen, vervolgens verder vertraagd door elementen met een laag atoomgewicht (zoals in water), waarna ze definitief kunnen worden ingevangen door bijvoorbeeld waterstof.
In het algemeen kan worden gesteld dat vochtige aarde en beton een goede afscherming bieden. Een laag beton van 25 cm dikte zal de neutronendosis terugbrengen tot 1/10 en 50 cm tot 1/100, hetgeen nog gunstiger wordt als aan het beton ijzer wordt toegevoegd (bijvoorbeeld in de vorm van limoniet of ijzersplinters). Een dosis van 200 cGy tengevolge van directe straling (dat wil zeggen gammaen neutronenstraling) zal worden beperkt tot 160 cGy in een gepantserd personeelsvoertuig, tot 45 cGy in een open schuttersput of tank en tot 5 cGy in een schuttersput met 1 m bovendekking.
Behalve de hiervoor reeds beschreven bescherming dient bij de bescherming van apparatuur rekening te worden gehouden met het verschijnsel EMP, hetgeen aan het geheel van de collectieve bescherming een extra dimensie toevoegt. Collectieve beschermingsmaatregelen hebben slechts zin als ze op elkaar afgestemd worden uitgevoerd, de zogenaamde Balanced Nuclear Hardening. Vooral stationaire installaties zoals commandoposten, verbindingscentra, geneeskundige en logistieke inrichtingen en opstelplaatsen van essentieel materieel dienen te worden ondergebracht in `hardened’ onderkomens. Om deze onderkomens ook onder fallout-omstandigheden te kunnen gebruiken dienen zij te zijn voorzien van filter- en overdruksystemen die binnendringen van fallout voorkomen.
Andere (mobiele) ruimten die op ieder moment geschikt moeten kunnen worden gemaakt voor langduriger verblijf zijn schepen, gevechts-, commando- en verbindingsvoertuigen.

4. Herstel van de operationele inzetbaarheid

a. Algemeen
Na een nucleaire aanval zullen tactische, logistieke en nbc-technische maatregelen moeten worden genomen die gericht zijn op het herstel van de volledige inzetbaarheid van de getroffen eenheid. De te treffen maatregelen liggen in het vlak van:

• hergroepering, aanvulling van personeel en materieel;
• geneeskundige afvoer en verpleging;
• besmettingsbeheersing.

Kernwapenexplosies hebben een directe uitwerking op personeel en materieel. In de directe omgeving van het explosiepunt zal geen sprake zijn van herstel van de operationele inzetbaarheid. Daarbuiten ligt een veel groter gebied waarin zowel de personele als de materiële schade variëren van ernstig tot licht. Materieel zal afhankelijk van de mate van schade ter plaatse hersteld of afgevoerd moeten worden. Personeel met conventionele verwondingen en/of verschijnselen van stralingsziekte moet worden getrieerd, ter plaatse verzorgd en zo nodig afgevoerd.
Kenmerkend voor een kernwapenoorlog is een onregelmatig aanbod van relatief grote aantallen slachtoffers en defect materieel, waardoor een grote wissel zal worden getrokken op geneeskundige en logistieke voorzieningen, zodat maatregelen in het kader van de rampenbestrijding noodzakelijk zullen zijn. Maaiveld-, ondergrondse en onderwaterexplosies veroorzaken fallout, waardoor besmetting van personeel, materieel en terrein ontstaat. Maatregelen ter beperking van de stralingsbelasting van het personeel en in het kader van de besmettingsbeheersing zullen dan noodzakelijk zijn.

b. Beperking van de stralingsbelasting
De mate van risico tengevolge van opereren in een met fallout besmet gebied is afhankelijk van het door fallout veroorzaakte dosistempo, de stralingssoort en de mogelijke wijze van besmetting, welke uiteindelijk de opgelopen dosis per individu bepalen. Beperking van de stralingsbelasting kan worden bereikt door gebruik te maken van afscherming of door het verblijf in een falloutgebied tot een minimum terug te brengen. Een dosisregistratiesysteem met persoonlijke dosismeters zal inzicht geven omtrent de toestand van de eigen troepen.

c. Besmettingsbeheersing
Onder ’besmettingsbeheersing’ wordt verstaan:

• het voorkomen dat personeel en/of materieel wordt besmet;
• het voorkomen dat een besmetting wordt verspreid;
• het terugbrengen van de besmettingsgraad tot een aanvaardbaar niveau (ontsmetting).

(1) Voorkomen van besmetting
Het belangrijkste aspect van de besmettingsbeheersing is het voorkomen van besmetting door het nemen van preventieve maatregelen zoals afdekken, het bouwen van schuilplaatsen en het aanbrengen van filterinstallaties. Daarnaast kunnen op grond van gedane voorspellingen eenheden worden verplaatst tot buiten een bedreigd gebied. Bij verblijf in een besmet gebied moet bovendien worden voorkomen dat onbesmet personeel en materieel alsnog besmet raken.

(2) Voorkomen van verspreiding
Teneinde verspreiding van besmetting te voorkomen, moet deze worden gelocaliseerd en waar nodig gemarkeerd. Het risico van verspreiding kan bovendien worden beperkt door het uitvoeren van een ontsmetting. Verplaatsingen in een besmet gebied moeten tot een minimum worden beperkt.

(3) Ontsmetting
Onder ontsmetting wordt verstaan het samenstel van handelingen dat er op is gericht het risico van besmetting te verminderen. Omdat de ontsmetting van materieel, voorraden en terrein een tijdrovende en personeel- en materieelintensieve handeling is, zal het peil tot waarop de besmetting kan worden teruggebracht sterk afhankelijk zijn van de tactische situatie. Dit houdt de aanvaarding van een zekere mate van risico in. Het tijdstip wanneer en het peil tot waarop een radiologische ontsmetting van personeel en materieel moet worden uitgevoerd, is afhankelijk van het dosistempo, het radiologische verleden van de eenheid en de door de commandant aanvaarde graad van risico.