Кухтевич В.И, Трыков Л.А., Трыков О.А. Однокристальный сцинтилляционный спектрометр (с органическим фосфором)

Подождите немного. Документ загружается.

101

помощью дополнительных измерений с длинным счетчиком. Результирующие

энергетические спектры нейтронов для двух из четырех исследованных источников (2

и 160 г Рu

239

) показаны на рис. 3.11. В работе получена линейная зависимость

смягчения спектров нейтронов от размеров источников.

Рис. 3.10. Зависимость спектра источников нейтронов от энергии α-частиц.

101

102

Рис. 3.11. Зависимость спектра нейтронов от размеров Рu

239

—Be источников: 1,2—данные

работы [37]; 3—работы [34].

Средние энергии приведенных на рис. 3.11 спектров равны 4,4 МэВ для источника с 2 г

239

(кривая 1) 3,7 МэВ для источника со 160 г Рu

239

(кривая 2); ∆N~15 и 25% при

Е<2 МэВ. Для иллюстрации на этом же рисунке (кривая 3) приведен спектр нейтронов

239

—Ве источника, Pu

239

— 8 г, полученный в работе [34] Как видно из рисунка,

совпадение спектров по форме вполне

хорошее (см. также приложение 5).

Источники нейтронов спонтанного деления

В табл. 3.5 приведены некоторые данные, относящиеся к трансурановым элементам,

которые испускают нейтроны при спонтанном делении. Ядра всех изотопов,

перечисленных в табл. 3.5, являются α-излучателями. Если трансурановый источник

имеет примеси других элементов, то на спектр таких источников будут накладываться

спектры нейтронов соответствующих реакций. В качестве примера искажения

подобного рода можно рассмотреть спектр

нейтронов Cm

244

—О

источника [33] (см.

рис. 3.8). Наличие дополнительного пика нейтронов в области энергии около 3 МэВ

обусловлено реакцией α-частиц с ядрами кислорода:

+ Не

→ Ne

+ п — 7,042 МэВ

+ Не

→ Ne

→ О

+ α + п — 4,74 МэВ,

+ Не

→ Ne

+ п - 5,73 МэВ.

Таблица 3.5

Данные о трансурановых источниках нейтронов [30]

102

103

Ядро

Период

полураспада

Число α-

частиц на

1 деление

Число

нейтронов

на 1 деление

Примерный

выход γ-

квантов на

1 деление

Удельный

выход

нейтронов *,

нейтр/(сек⋅мг)

236

2,86 года

1,3⋅10

1,9 — 26

238

86,4 года

5,6⋅10

2,0 — 2,2

240

6 600 года

1,9⋅10

2,1 — 1,1

242

3,79⋅10

года 1,9⋅10

2,3 — 1,7

242

162,5 суток

1,6⋅10

2,3 200

1,7⋅10

244

18,4 года

7,6⋅10

2,6 500

9⋅10

252

2,6 года 30 3,8 10

2,7⋅10

*Без учета нейтронов (α,n) реакции, выход которых зависит от чистоты источника

Этот источник испускает также большое количество γ-квантов. На один нейтрон он

испускает около 500 γ-квантов со спектром, показанным на рис. 3.9.

В настоящее время большой популярностью пользуется источник нейтронов Cf

252

Он удобен для целей калибровки и изучения процессов деления ядер, поскольку

практически не дает постороннего излучения α-частиц и γ-излучения. Единственный

недостаток этого источника — сравнительно малый период полураспада: около 2,6

года. Спектр нейтронов (см. рис. 3.8) достаточно хорошо аппроксимируется формулой

,)(

econstEФ

−

⋅= (3.11)

причем температура T = 1,49 ± 0,02 МэВ [33]. Средняя энергия спектра Cf

252

E* = 2,26±0,04 МэВ.

В общем спектры нейтронов, возникающие при спонтанном делении таких

источников, как Cm

244

,Cf

252

и т. д., аналогичны спектру деления U

235

(см. рис. 3.8).

Отличие заключается в том, что с увеличением Z делящегося элемента спектры

нейтронов становятся более жесткими в связи с ростом температура T[38].

Измерение абсолютного выхода нейтронов изотопных

источников

Абсолютный выход нейтронов изотопных источников измерен однокристальным

спектрометром в работах [33, 34]. Исследовали следующие изотопные источники

нейтронов: Pu

238

—B, Pu

238

—LiF, Cm

244

—Be, Pu

238

—Be, Cm

244

, Cf

252

. Их размеры и

характеристики даны в табл. 3.3, а спектры приведены на рис. 3.8.

Поскольку пространственно-энергетическое распределение нейтронов Ф(r,

Ω

,Е), где

r —расстояние от источника; Е— энергия нейтронов, Ω — телесный угол, связано с их

выходом F

из изотопного источника соотношением

103

104

,),,(

∫∫

Ω

ΩΩ=

dEdErФF

(3.12)

то, используя экспериментальные значения Ф(r,

Ω

,Е), можно определить полный выход

и выход в заданный телесный угол. Последнее обстоятельство очень важно для

некоторых прикладных задач нейтронной физики.

Так как у исследованных источников диаметр и высота активной части равны и

малы по сравнению с длиной свободного пробега нейтронов в источнике, то

зависимость Ф(Е) от Ω

не учитывали и величину F

рассчитывали по соотношению

∫

⋅

max

min

,)(

dEEФ

(3.12)

где S

— площадь кристалла; t — время измерения, сек. Результаты расчета F

приведены в табл. 3.6.

Таблица 3.6

Абсолютный выход нейтронов изотопных источников [34]

Выход (нейтрон/сек) и максимальная погрешность

Источник

по спектру по длинному счетчику

238

—Ве

8,4 ± 0,5⋅10

8,5 ± 0,4⋅10

244

—

Ве

⋅

—

238

—

035

⋅

018

⋅

238

—

LiF

275

018

⋅

018

⋅

244

—

252

⋅

—

226

—Be

3,1 ± 0,2⋅10

По паспорту 3,05 ± 0,1⋅10

—

Возможные источники ошибок и их определение рассмотрены в гл. 2.

Максимальная суммарная погрешность при определении F

была 7% (σ = 3,5%).

Следует отметить, что для снижения погрешности спектры нейтронов источников

измеряли три — пять раз с использованием кристаллов стильбена диаметром 30, 10 и 5

мм и высотой 20, 10 и 5 мм соответственно.

Для проверки полученных результатов выход нейтронов тех же источников

измеряли двумя длинными счетчиками. В одном из них в качестве детектора нейтронов

применяли

счетчик СНМ-5, в другом — СНМ-20.

При измерениях с помощью первого счетчика предварительно устанавливали

зависимость положения эффективного центра регистрации от энергии нейтронов. Для

этого использовали изотопные источники Ra

226

—Be; Pu

239

—Be; Pu

238

—В; Pu

238

—LiF,

252

и нейтроны из Т(р,n)- и D(d,n) реакций.

104

105

При определении F

в качестве эталонного применяли источник из Cf

252

, выход

которого был определен по «методу стекол» с погрешностью ± 2,5% и составлял

5,75⋅10

нейтрон/сек (данные на 24.11 1969 г.). Кроме того, результаты проверяли по

226

—Ве источнику, который был калиброван в 1957 г. по шведскому стандарту Н-22.

Расстояние от источников до переднего торца длинного счетчика при измерениях 105

см, стабильность аппаратуры—не хуже ±1%. Результаты измерений этим счетчиком

приведены в табл. 3.6.

Величину F

определяли с помощью второго счетчика независимо от предыдущих

измерений (примерно через шесть месяцев) . При этом в качестве эталонного

использовали Pu

239

—Ве источник с выходом 1,45⋅10

нейтрон/сек, который был

определен во ВНИИ метрологии им. Д. И. Менделеева с погрешностью около 3 %.

Полученные в этих измерениях значения F

(с поправкой на радиоактивный распад)

отличались от найденных по спектру нейтронов для всех источников, за исключением

238

—Be, не более чем на ± 2%. Для источника из Cm

244

выход нейтронов

дополнительно определяли по тепловыделению с помощью калориметрических

измерений. Эти данные также подтвердили ранее полученное значение F0.

Проведенные исследования в работах [33, 34] указывают на возможность определения

абсолютного выхода нейтронов изотопных источников по энергетическим спектрам

нейтронов со среднеквадратичной погрешностью не хуже 3—5%, что вполне

достаточно при многих практических применениях подобных источников. Поскольку в

основе этого определения лежат процессы взаимодействия нейтронов с ядрами

водорода, дифференциальные и полные сечения которого известны в широком

диапазоне энергий с высокой точностью (не хуже ± 1 %), данный метод позволяет

измерять абсолютный выход нейтронов и не требует дополнительных устройств,

эталонных источников нейтронов и др.

Совпадение номинальных выходов нейтронов, определенных по энергетическим

спектрам и другими независимыми методами, подтверждает достоверность

энергетических распределений нейтронов, измеренных однокристальным

сцинтилляционным спектрометром.

Для ориентировки в табл. 3.7 приведены данные по нескольким (α,п) реакциям,

которые можно использовать при создании изотопных нейтронных источников.

Таблица 3.7

Реакции (α,п) на легких ядрах (толстая мишень) [30]

Мишень Q, МэВ

Выход нейтронов

на 10

α-частиц

Ро

210

Мишень Q, МэВ

Выход нейтронов

на 10

α-частиц

210

-3,977 0 Na

—2,971 1,5

-2,790 2,6(0,85) Mg

—7,192 0

5,704 80(~43) Mg

2,655 6,1

1,061 13(~3,6) Mg

0,036 —

105

106

0,158 26(12,5) Al

—2,652 0,74

2,215 10 Si

ест

— 0,16

0,589 — Cl — 0,11

—0,700 29 Ar — 0,38

—1,949 12(3,3)

106

107

ПРИЛОЖЕНИЕ 1

Таблица 1

Разделяющая способность сцинтилляторов q*

при возбуждении α- и β-частицами [1, 2]

Сцинтиллятор

NE-102 1.02

213

134

Стильбен 1,36

* q = V

0α

0β

при V

, т. е. q определяется как отношение амплитуд линейных

сигналов при одинаковой амплитуде быстрых сигналов при облучении сцинтилляторов

α- и β-частицами.

Таблица 2

Сравнение характеристик жидких сцинтилляторов и стильбена [3]

Сцинтиллятор Растворитель

Относительная

высота имп

льса

М* при 0,8

эВ

Стильбен 1,46 1,67

213

Ксилол

1,00

1,87

NE-218

(модернизированный)

Триметил-

бензол

1,42 1,78

218

—

1,52

2,26

NE-223

Декагидро-

на

талин

1,1 1,1

NE-225

α-Метил-

нафталин

1,38 1,83

NE-228 н-Гептан 0,8 1,02

* М — коэффициент, равный отношению расстояния между пиками, обусловленными

протонами и электронами, ∆Т

рэ

, к сумме полных ширин пиков на половине

высоты М =∆Т

рэ

/(δ

+ δ

) (см. рис. 1.20).

107

108

Taблица 3

Время затухания быстрой и медленной компонент и отношение

интенсивностей медленных компонент сцинтилляции [4] для

некоторых органических фосфоров

Сцинтиллятор

, нсек τ

, нсек

«Стильбен 6,2 370 1,8

Антрацен

33,0

370

2,1

Кватерфенил

4,5

350

2,1

Толуол+р-терфенил

(4 г/л)+РОРОР (0,04 г/л)

2,8 200 1,8

Ксилол+нафталин (22%)++

метилборат (47%)+РВ (4 г/л)+

+РОРОР (0,05 г/л)

4,2 200 1,9

, τ

— время затухания быстрой и медленной компоненты сцинтилляции

соответственно; J — отношение интенсивностей медленных компонент от протона и

электрона при одинаковой амплитуде импульсов от всей сцинтилляции.

Таблица 4

Время затухания и вклад быстрой в медленной компонент сцинтилляции [51]

Электроны Протоны

Сцинтиллятор

τ, нсек

, нсек

Стильбен

5,6

100

6,6

100

NE-213

5,2

107

100

2.7

5,6

138

100

3,5

NE-314

4,1

25,6

100

9,3

3,4

31,6

100

8,3

NE-211

3,6

100

3,2

100

8,5

NE-150

3,4

100

6,7

NE-102

4,2

100

4,2

3,7

100

6,3

Форма импульса аппроксимируется суммой двух экспонент: τ — время затухания; А — вклад

быстрой и медленной компонент (цифра верхней строки соответствует быстрой компоненте,

нижней — медленной компоненте).

108

109

Таблица 5

Коэффициент R

, равный отношению расстояние

от начала отсчета до середины пиков* R

/Т

[6]

Сдинтиллятор R

Стильбен

1,27 ± 0,02

Антрацен

1,13 ± 0,02

n-терфинил

1,18 ± 0,02

Дифениленоксид

1,15 ± 0,02

Нафталин

1,08 ± 0,02

Толан

1,00 ± 0,02

* См. рис. 1.20.

109

110

ПРИЛОЖЕНИЕ 2

Таблица 1

Значение функций Р(Е) и dP/dE. Оценочные ошибки: 2÷3 % для функций Р(Е)

÷4 % для функций dP/dE (Е <

20 МэВ)

Кристалл стильбена в

сочетании с ФЭУ-13*

Кристалл стильбена в

сочетании с ФЭУ-52

Е, МэВ

Р(Е), МэВ dP/dE Р(Е), МэВ dP/dE

0,1 0.009 0,095 0,009 0,095

0,2 0,019 0,112 0,019 0,112

0,4 0,0458 0,155 0,0458 0,155

0,6 0,0830 0,195 0,0830 0,195

0,8 0,124 0,232 0,124 0,232

1,0 0,173 0,262 0,173 0,262

1,4 0,286 0,308 0,286 0,308

2,0 0,487 0,360 0,487 0,360

2,6 0,714 0,396 0,714 0,396

3,0 0,877 0,418 0,877 0,416

3,6 1,138 0,450 1,138 0,443

4,0 1,32 0,469 1,32 0,462

4,6 1,61 0,493 1,60 0,483

5,0 1,81 0,506 1,80 0,495

5,6 2,12 0,522 2,11 0,517

6,0 2,33 0,527 2,33 0,531

6,6 2,65 0,533 2,66 0,550

7,0 2,86 0,537 2,89 0,5625

8,0 3,4 0,546 3,48 0,590

9,0 3,95 0,554 4,09 0,615

10 4,5 0.558 4,71 0,636

12 5,67 0,562 6,01 0,663

14 6,8 0,565 7,36 0,681

15 7,38 0,564 8,04 0,688

16 8,73 0,693

18 10,13 0,700

20 11,53 0,703

25 15,05 0,706

28 17,3 0,716

30 18,85 0,720

32 20,55 0,725

* Нелинейность энергетической шкалы спектрометра около 10% для Е

= 4,44 МэВ.

110