Interacción de los rayos gamma con la materia

INTERACIÓNES DE LOS RAYOS GAMMA CON LA MATERIA INTRODUCCIÓN Estrictamente hablando, los rayos X, bremsstrahlung y la radiación de aniquilación no son rayos gamma, puesto que no proceden de transiciones nucleares, pero sí son esencialmente idénticos a los rayos gamma, en lo que se refiere a su naturaleza fundamental. Por lo que respecta a su interacción con la materia, las únicas diferencias que pueden aparecer son las debidas a la mayor energía que, en general, poseen las radiaciones gamma.

EFECTO FOTOELÉCTRICO En el efecto fotoeléctrico, interacciona con un átomo un fotón gamma de energía superior a la energía de enlace de un electrón orbital, de tal modo que toda la energía del fotón se transfiera al electrón, y este resulta expulsado del átomo. Si E es la energía del fotón gamma y B la energía de enlace del electrón en el átomo, la diferencia E-B se la lleva el electrón expulsado, en forma de energía cinética. El fotoelectrón, que así se denomina, se comporta al atravesar la materia como una partícula beta de la misma energía. Cuando en el proceso intervienen rayos gamma de gran energía, los fotoelectrones son expulsados preferentemente hacia delante, en la misma dirección de la radiación gamma incidente, pero tratándose de radiación de baja energía la emisión de fotoelectrones se produce, en su mayor p3arte en dirección normal.

El grado de interacción fotoeléctrica depende de la energía de radiación gamma; E, y del número átomos del material absorbente, Z. En la primera aproximación, Probabilidad de interacción fotoeléctrica ~ constante x Zn / E3 Expresión en la que n varía de 3 a 5, según se trate de rayos gamma de baja o de alta energía. Resulta, que el efecto fotoeléctrico aumenta con el número atómico del absorbente y con la energía decreciente de los rayos gammas. Se ha comprobado que la absorción fotoeléctrica de radiación gamma sólo es importante para energías inferiores a 1MeV y solo para absorbentes de número atómico elevado.

Una vez expulsado el fotoelectrón, ocupa su lugar en el átomo otro electrón, procedente de una orbita más externa, transición que va acompañada de la emisión de rayos X. La energía de estos últimos es pequeña, comparada con la energía de la radiación gamma original. La expulsión del fotón X provoca frecuentemente la expulsión de un electrón externo, denominado electrón Auger, en una especie de efecto fotoeléctrico; con ello, el fotón pierde toda su energía mediante interacciones similares a las que experimenta una partícula beta. De lo que resulta, que el efecto fotoeléctrico conduce a la absorción completa del fotón gamma, que puede ser reemplazado, por fotones X de baja energía, pero muy pocos, logran escapar del material absorbente.

En la interacción Compton, un fotón gamma realiza una colisión elástica, tipo “bola de billar”, con un electrón externo de un átomo del material absorbente. Dicho electrón se encuentra débilmente enlazado, que se comporta como si estuviera completamente libre. Se conservan en la colisión la cantidad de movimiento y la energía, transfiriéndose al electrón parte de la energía del fotón incidente. Un fotón de energía más baja se desplaza ahora en una nueva dirección, habiendo sido desviado, dispersado de su trayectoria inicial. La relación entre la energía del fotón incidente E, y la del dispersada E’, expresadas en MeV, y el ángulo de dispersión θ, viene dada por la ecuación E’ = 0,51/1-cos θ + 0,51/E

siendo 0,51 = m0c2

m0 = masa en reposo del electrón y c2 la velocidad de la luz

Si el ángulo de dispersión es pequeño, cos θ ~ 1, entonces E’ es aproximadamente igual a E. Esto significa que los fotones dispersados de mayor energía, con valores próximos a la energía de los fotones incidentes, salen en dirección casi idéntica a la inicial. En cambio, para θ = 900, cos θ = 0, en cuyo caso E’ = 0,51 E/ E + 0,51 < 0,51 MeV Por consiguiente, los fotones dispersados en dirección normal no pueden tener energías superiores a 0,51 MeV

De la ecuación, se deduce que la fracción de la energía inicial que se lleva el fotón dispersado, para diferentes ángulos de dispersión, viene dada por la ecuación.

E’/E = 0,51/E (1-cos θ) + 0,51 Para cada valor de θ, esta fracción disminuye al aumentar la energía del fotón incidente. Para un determinado ángulo de dispersión, cuanto mayor sea la energía del fotón incidente, menor es la fracción de la misma en el fotón dispersado y mayor es la pérdida de energética sufrida por el rayo gamma en la interacción Compton.

Como el efecto Compton, implica la interacción de un fotón y de un electrón, su magnitud depende del número de electrones orbitales existentes en el átomo del absorbente (su número atómico). La interacción Compton, es directamente proporcional al número atómico del absorbente y los mismo ocurre con el efecto fotoeléctrico, que su mayor significación radica en los materiales de número atómico elevado. La interacción Compton decrece monótonamente al aumentar la energía de la radiación gamma.

La diferencia entre los efectos fotoeléctrico y Compton es que el efecto fotoeléctrico es un proceso de absorción y el afecto Compton, produce una simple disminución de la energía del fotón, en grado tanto mayor cuanto mayor sean la energía y el ángulo de dispersión. El fotón que interviene en una interacción Compton, es reemplazado por otro, si bien este último puede tener una energía menor y moverse en dirección distinta. En un medio absorbente de espesor adecuado, pueden producirse varias colisiones Compton con un solo fotón de gran energía, en este caso el fotón experimenta dispersión múltiple. Si no logra escapar terminará siendo absorbido por interacción fotoeléctrica, al ir disminuyendo su energía.

PRODUCCIÓN DE PARES Cuando un fotón de gamma de energía superior a 1,02 MeV pasa cerca de un núcleo atómico, puede aniquilarse en el intenso campo eléctrico existente, con formación de un par de electrón-positrón. Como la energía equivalente a la masa total de un electrón y un positrón es de 1,02 Mev, esta será la energía mínima necesaria para producir la pareja de partículas. Si el fotón gamma posee energías superiores a 1,02 MeV, la diferencia aparece como energía cinética del electrón y del positrón, transfiriéndose al núcleo atómico una pequeña parte de la misma. Las partículas producidas tienden a salir en la dirección del fotón incidente, acentuándose el efecto para energías crecientes de la radiación gamma.

La producción de pares por radiación gamma de energía E, expresada en MeV, esta relacionada con el número atómico del absorbente, Z mediante la ecuación Probabilidad de producción de pares ~ constante x Z2(E – 1,02) La producción de pares aumenta con el número atómico del absorbente y con el exceso de energía del fotón sobre 1,02 MeV. Con absorbentes de número atómico elevado y rayos gamma de energía superior a 5 MeV, la producción de pares se convierte en el tipo predominante de interacción.

Al igual que el efecto fotoeléctrico, la producción de pares conduce finalmente a la absorción del fotón gamma.

Parte de los electrones y positrones formados se neutralizará mutuamente y producirán radiación de aniquilación, consistente en dos fotones de 0,51 MeV. Esta energía relativamente baja y presenta una distribución isótropa (uniforme en todas direcciones). La cantidad de energía es muy pequeña, admitiéndose que el proceso queda prácticamente absorbido.

ATENUACIÓN DE RAYOS GAMMA Cuando la radiación gamma atraviesa la materia, la desaparición de fotones hace que su intensidad decaiga en forma exponencial. La razón es la siguiente: en un punto cualquiera del medio, la pérdida de fotones que se produce en un

espesor diferencial del absorbente, dx , es proporcional a la intensidad de la radiación en dicho punto y al espesor atravesado, dI = - μI dx

o bien

dI/I = - μ dx

siendo la intensidad de la radiación, expresada en fotones (o MeV) por cm2 y por segundo. La constante de proporcionalidad que se expresa ordinariamente en cm-1, recibe el nombre de coeficiente de atenuación lineal del absorbente, para la radiación considerada. Cuando un haz de rayos gamma monoenergético, fino y paralelo, de intensidad I0 atraviesa el espesor x de absorbente, la intensidad Ix del haz emergente se obtiene por integración de la ecuación dI/I = - μ dx.

Ix = μe- μx o log Ix/ I0 = - 0,4343 μx Una consecuencia del carácter exponencial de la atenuación de rayos gamma, es si bien la cantidad de radiación absorbida por un determinado espesor de material es proporcional a la intensidad inicial, la fracción absorbida es independiente de esta intensidad.

COEFICIENTE DE ATENUACIÓN Y ENERGÍA DE LA RADACIÓN GAMMA El coeficiente de atenuación lineal es función de la energía de la radiación gamma. El coeficiente de atenuación lineal (μ cm-1) puede determinarse midiendo la intensidad de un haz fino y colimado de rayos gamma monoenergéticos, antes (I0 ) y después (Ix) de atravesar un espesor conocido ( x cm) de absorbente.

El coeficiente de atenuación observado, puede dividirse en tres partes, que representan las contribuciones del efecto fotoeléctrico. Del efecto Compton y de la producción de pares.

El coeficiente de atenuación total del plomo es, seis veces superior al del aluminio, esto se debe a que la absorción entre fotones y materia aumentan con el número atómico del absorbente. Hasta energías de 4 MeV o mayores, predomina en el aluminio el efecto Compton, como μfe y μc disminuyen al aumentar la energía, mientras que μpp aumenta con el exceso de energía sobre 1,02 MeV, el coeficiente de atenuación total presenta un valor mínimo para una energía determinada. Este mínimo, se observa en el caso del plomo, para fotones gamma de energía comprendida entre 3 y 4 MeV.

Los coeficientes de atenuación lineal del agua, hormigón (densidad 2,35 g/cm3) , aluminio, hierro y plomo. Se observa en todos los casos, que los coeficientes de atenuación lineal decrecen al aumentar la energía de la radiación gamma, hasta la energía de 5 MeV. Esto significa que, dentro de este intervalo, cuanto mayor es la energía, mayor es el espesor de absorbente se necesita para eliminar una fracción determinada de radiación.

Si se divide el coeficiente de atenuación lineal u en cm-1, por la densidad del absorbente, el cociente recibe el nombre de cociente de atenuación másico. Este cociente presenta en aquellos intervalos de energía en los que predomina el efecto Compton. Con una determina porción de materia es proporcional a la masa, en los intervalos de 0,1 a 10 MeV, para elementos ligeros y 0,2 a3 MeV para los de número másico medio. La interacción Compton variará con la masa. En los intervalos de energía considerados, el coeficiente de atenuación másico es independiente de la naturaleza del material absorbente.

Los espesores geométricos de los diversos materiales necesarios para absorber la misma fracción de muna radiación gamma de determinada energía son inversamente proporcionales a las densidades respectivas.

INTERACIÓN DE LOS NEUTRONES CON LA MATERIA Se producen neutrones por acción de las partículas alfa sobre ciertos elementos ligeros, como el berilio, boro o litio.

9 4 12 1 4Be + 2He -> 6C + 0n

El Radio 226, el Polonio 210 y el Plutonio 239, son los principales emisores de partícula alfa que se utilizan, asociados al Berilio, para la producción de (α n). Los neutrones producidos poseen energías elevadas, que abarcan un intervalo de 1 a 10 MeV. Estas fuentes se denominan polienergéticas.

La acción de los rayos gamma de energía moderada (del orden de 2 MeV) sobre ciertos núcleos, principalmente deuterio (H2O2) y el Berilio, produce neutrones monoenergéticos. Las reacciones son las siguientes, 9 0 4 1 4Be + 0γ -> 4Be8 (o 2 2He ) + 0n

y 2 0 1 1 1H + 0γ -> 1H + 0n

Estas reacciones se denominan (γ n), puesto la partícula incidente es un fotón gamma y se expulsa un neutrón. Estas fuentes basadas en reacciones (γ n) reciben el nombre de fuentes fotoneutrónicas, con el inconveniente de exigir en su manejo blindaje para radiaciones gamma.

La reacción (γ n) solamente se producirá cuando la energía de los rayos gamma sea igual por lo menos, a la energía del neutrón de enlace en el blanco. Para fotones de una energía determinada, los neutrones obtenidos son monoenergéticos, viniendo dada su energía por la diferencia entre la energía del fotón y la energía de enlace del neutrón en el blanco.

REACCIONES NEUTRÓNICAS: ABSORCIÓN Las reacciones entre neutrones y núcleos se distribuyen en dos grandes grupos, a saber, dispersión y absorción. En las reacciones de dispersión, el resultado final es simplemente un intercambio de energía entre dos partículas que colisionan, permaneciendo libre el neutrón después de la interacción. En cambio, en los procesos de absorción, el neutrón es retenido por el núcleo, formándose nuevas partículas.

Al considerar las reacciones de absorción, conviene distinguir entre reacciones producidas por neutrones lentos y reacciones producidas por neutrones rápidos. Existe cuatro clases principales de reacciones lentos, según que la captura de un neutrón vaya seguida de: 1.

2.

3.

4.

Emisión de rayos gamma (n, γ) expulsión de una partícula alfa (n, α) expulsión de un protón (n, p) fisión (n, f)

La más frecuente de todas ellas es la captura radiativa proceso (n, γ), que tiene lugar en un gran número de elementos.

Las reacciones (n, α) y (n, p) con neutrones lentos están limitadas a unos cuantos isótopos de número másico bajo, mientras que las de fisión por neutrones lentos que da restringida a ciertos núcleos de número másico elevado.

Todas las reacciones de absorción al igual que la mayoría de las de dispersión tienen lugar en dos etapas. La primera consiste en la captura de un neutrón, para formar un núcleo compuesto. Este último puede ser el núcleo de un isótopo o por una especie radioactiva, inmediatamente después de su formación, el núcleo queda en un estado de alta energía (excitado). En un intervalo de tiempo muy corto, el núcleo compuesto excitado experimenta la segunda etapa de reacción, en la que se produce uno de los siguientes procesos • • •

expulsión de una partícula, que puede ser un neutrón o un protón o una partícula alfa emisión de un fotón gamma ruptura del núcleo en dos fragmentos (fisión)

La energía de excitación del núcleo compuesto procede de la energía de enlace del neutrón añadido, del orden MeV, así como también de la energía de un neutrón rápido, del orden de 8 MeV, así como también de la energía de un neutrón rápido y una fracción de ev, si se trata de un neutrón térmico. Cuando la energía de excitación del núcleo compuesto sobrepasa la energía de enlace de la partícula nuclear, existe la posibilidad de que dicho nucleón sea expulsado. Un nivel energético de este tipo se conoce con el nombre de estado virtual del núcleo compuesto, para distinguirlo del estado ligado, en el cual la energía de excitación es insuficiente para provocar la expulsión de un nucleón.

La emisión de un neutrón de un estado virtual la probabilidad de que ocurra es muy pequeña, debido a que la energía de excitación, se distribuye rápidamente entre varios nucleones, siendo poco probable que un nucleón

adquiera la energía suficiente. Si el exceso de energía virtual no sobrepasa en 8 MeV, lo más probable es la emisión de un fotón gamma. La reacción más probable es pues, la captura radiativa.

REACCIONES DE CAPTURA RADIATIVA En las reacciones de captura radiativa, o reacciones (n, γ), el núcleo compuesto excitado emite su excedente de energía en forma de radiación gamma, denominada radiación gamma de captura, quedando el núcleo compuesto en estado de mínima energía (estado fundamental) ZX

A

+ 0n1 -> [ZXA+1]*-> ZXA+1 + γ

El producto de la reacción de captura radiativa, XA+1 es un isótopo de X. Si XA+1 radioactivo lo más probable es que sea un emisor beta negativo.

Todos los desde e hidrógeno al uranio, exhiben captura radiativa en mayor o menor grado, pero los núcleos con números mágicos de neutrones, 2He4, 40Zr92, 83Bi209, muestran poca tendencia a capturar neutrones.

La energía de excitación del núcleo compuesto producido por captura neutrónica es igual a la energía de enlace del neutrón más su energía cinética, que se emite en forma de varios fotones. La energía total de captura es en general del orden de 6 a 8 MeV.

EMISIÓN DE PARTÍCULAS ALFA Se producen partículas alfa por interacción de neutrones lentos con litio 6, el menos abundante de los isótopos naturales del litio, y con el boro 10, el más raro de los isótopos estables del boro. La rección con el boro 10 5B

10

+ 0n1 -> 3Li7 + 2He4

Las partículas cargadas que se producen en esta reacción salen expulsadas en direcciones opuesta y con energías relativamente altas, capaces de producir considerable ionización cuando pasan a través de un gas. Método utilizado para detectar y contar neutrones lentos. La reacción (n,α) del boro con neutrones lentos es muy rápida, y por ello y por eso se emplea este elemento, para el control de los reactores.

Otro proceso (n,α) que se produce fácilmente con neutrones lentos es el que tiene lugar con le litio 3Li

6

+0n1 -> (3Li6)* -> 1H3 + 2He4

El núcleo residual es en este caso H3, un isótopo de hidrógeno con actividad beta negativa, de número másico 3, denominado tritio. Este isótopo puede producirse por acción de neutrones lentos sobre el litio, en un reactor de fisión.

REACCIONES CON NEUTRONES RÁPIDOS Un proceso de este tipo en una reacción (n,p) de neutrones rápidos con el oxígeno 16 8O

16

+ 0n1 -> (8O17)* -> 1H1 + 7N16

El producto es Nitrógeno 16, que presente actividad beta con período de 7,3 s, emitiendo además un rayo gamma de alta energía (alrededor de 6Mev). Siempre que la energía de excitación sea suficiente, es probable la expulsión de una partícula cargada, formado por captura neutrónica. Con neutrones rápidos de energía superior a 1 MeV, se producen más reacciones (n,α) (n,p) que la reación (n,γ).

DISPERSIÓN INELÁSTICA Cuando un neutrón rápido experimenta dispersión inelástica, la primera etapa consiste en la captura del neutrón, para formar un estado excitado (virtual) del núcleo compuesto; la segunda etapa consiste en la emisión de un neutrón de energía cinética más baja. Una colisión de dispersión inelástica, parte o toda la energía del neutrón se convierte en energía de excitación. Este excedente de energía se emite en forma de uno o más fotones de radiación gamma, que se denomina rayos gamma de dispersión inelástica.

Siendo E1 la energía total del neutrón, antes de la colisión, y E2 la energía cinética después de la colisión; si designamos Eγ la energía emitida en forma de radiación gamma E1 = E2 + Eγ En los procesos de dispersión inelástica, no se conserva la energía cinética. Para que se produzca dispersión inelástica E1 debe ser por lo menos igual que Eγ. En una colisión inelástica, la energía del neutrón incidente debe ser superior a la energía mínima de excitación del núcleo bombeado.

Para elementos de número másico intermedio y alto, la energía mínima de excitación del primer estado excitado, está comprendida entre 0,1 1 MeV. Lo que se deduce que solo podrán ser dispersados inelásticamente, aquellos neutrones cuya energía cinética exceda de este valor. Al disminuir el número másico del núcleo hay una tendencia a que aumente la energía de excitación, por lo que se requiere energías más altas para producir dispersión inelástica.

Otra regla general, referente a la dispersión inelástica, es la probabilidad relativa de que tenga lugar. Esto se debe a la separación de los niveles excitados de un núcleo es tanto menor cuanto mayor es la energía de excitación ; por consiguiente, para energías de excitación elevadas, el núcleo dispone de más excitados por intervalo de energía, para ser ocupados tras la expulsión de un neutrón, lo que corresponde una mayor probabilidad de que el núcleo compuesto emita un neutrón.

La energía de los rayos gamma de dispersión inelástica depende del valor de E, y de sí la emisión consiste en uno o más fotones. La dispersión inelástica en los elementos de número másico pequeño, la energía gamma debe ser alta, de varios MeV, mientras para elementos pesados esta energía suele ser baja.

DISPERSIÓN ELÁSTICA En la dispersión elástica, se satisface el principio de conservación de la energía cinética, sin limitaciones en la forma de transmitirse esta energía entre el neutrón y el núcleo. Con tal de que la energía cinética del neutrón sea superior a la del núcleo, existe la posibilidad de que se transfiera parte de la energía cinética del primero al último y viceversa.

Hay dos tipos de colisiones elásticas entre neutrones y núcleos atómicos. El primero implica la captura previa de otro neutrón para formar un compuesto, seguida de la emisión de otro neutrón, en el segundo no hay formación de núcleo compuesto. En los dos casos, el núcleo bombardeado permanece en su estado de mínima energía, siendo la colisión del neutrón con el núcleo, como una colisión tipo “bola de billar”. Por lo que el comportamiento del sistema puede analizarse mediante las leyes de la mecánica, basadas en la conservación de la energía y de la cantidad de movimiento Tras un número suficiente grande de colisiones de dispersión elástica, la velocidad de un neutrón se reduce tal que su energía cinética viene a ser igual a la de los átomos o moléculas del medio dispersante. Esta energía recibe el nombre de energía térmica. Un neutrón térmico determinado puede ganar o perder energía en cada una de las colisiones que realiza con los núcleos de su medio ambiente, por lo que se considera que la variación neta de energía es nula.

DISTRIBUCIÓN DE MAXWELL- BOLTZMANN Las energías cinéticas de los neutrones térmicos, en un medio débilmente absorbente, se distribuirán estadísticamente según la ley de distribución de Maxwell-Boltzmann.

Que puede expresarse en la forma dn/n = (2π (πkT)3/2 )e-E/kT E1/2 dE siendo dn el número de neutrones con energías comprendidas entre E y E + dE, n es el número total de neutrones existentes en el sistema, siendo k la constante de Boltzmann y T la temperatura absoluta. La ecuación anterior puede escribirse de otra forma, haciendo n(E) represente el número de neutrones de energía E, por unidad de intervalo de energía. En este caso n( E )dE será el número de neutrones cuyas energías estén comprendidas en el intervalo E y E+ dE, expresión equivalente al término dn empleado en la ecuación anterior. n(E)/n = (2π/(πkT)3/2 )e-E/kT E1/2 representando el primer miembro la fracción de neutrones de energía E por unidad de intervalo de energía.

Calculando el segundo miembro d la ecuación para distintos valores de E, a una temperatura determinada, se obtiene la curva de distribución de Maxwell-Boltzmann, que muestra la variación de n( E )/n con la energía cinética de los neutrones E

Como se observa en la figura, aunque algunos neutrones térmicos poseen energías muy pequeñas y otros muy grandes, una proporción considerable de ellos poseen energías comprendidas en un intervalo bastante estrecho. Se acostumbra a utilizar la expresión kT para designar la energía de los neutrones térmicos correspondiente a la temperatura absoluta. Esta energía kT es realmente energía cinética que corresponde a la velocidad más probable, por unidad de intervalo de energía, en una distribución Maxwell-Boltzmann. Como la constante de Boltzmann, k, vale 1,38 x 1016 erg por 0C, es decir 8,6 x 105 ev por 0C, se deduce que la energía media de los neutrones térmicos tiene por valor 8,6 x 105 Tk, siendo Tk la temperatura absoluta del medio dispersante.

Dado que la energía del neutrón es de carácter cinético,, esta energía viene expresada por 1/2mν , siendo m la masa del neutrón y v su velocidad. Introduciendo m = 1,67 10-24 g y ν en cm por segundo, se obtiene su energía 0,83 x 10-24 ν2 erg, se deduce ν = 1,4 x 106 √E cm/segundo siendo E la energía del neutrón expresada en ev.

La distribución Maxwell-Boltzmann se basa en un modelo muy idealizado de colisiones elásticas, en un medio gaseoso entre dos clases de partículas, núcleos y neutrones, que no se combinan entre sí. Los neutrones producidos en el proceso de fisión, la mayoría de ellos de alta energía, son termalizados por colisiones elásticas, con los núcleos del moderador. Luego, los neutrones lentos son absorbidos por reacciones de fisión y de captura radiativa.

Como consecuencia del proceso de moderación, la proporción de neutrones en la zona de energías má altas es superior a la que corresponde a una distribución Maxwell-Boltzmann. El número de neutrones que poseen una energía determinada es inversamente proporcional al valor de la energía, la distribución energética satisface una ley 1/E en la región de energías más altas (región epitérmica). Como los neutrones moderados son absorbidos más

fácilmente, la proporción de tales neutrones es inferior a la de una distribución estrictamente térmica a la temperatura del moderador; se dice en este caso, que la distribución se ha “endurecido”.

La conclusión es que la distribución neutrónica, en las regiones de energías bajas se aroxima a una distribución de Maxwell-Boltzmann, pero corresponde a una temperatura algo superior a la temperatura real del moderador, tal como se observa en la figura

La distribución real en la región “térmica” viene, descrita por una temperatura neutrónica efectiva, Tn, más elevada que la temperatura del moderador, Tm. Por encima de la llamada región térmica, para neutrones epitérmicos, la distribución es proporcional a 1/E, tal como lo muestra la parte recta de la curva de distribución real.

Otra causa de la desviación neutrónica real, es las colisiones de dispersión inelásticas que da lugar a un estado excitado ejerce cierta influencia, pero más importantes son las colisiones inelásticas que originan alteraciones de la energía vibratoria de los átomos o las energías vibratoria y rotacional de las moléculas. Estas colisiones al igual que las de la absorción neutrónica, producen un “endurecimiento” de la distribución energética en la región térmica. En los sólidos cristalinos, este efecto también por efecto de la difracción de neutrones, altera la red cristalina.