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

Подождите немного. Документ загружается.

Рис. 1.9. Изображение усов в пространственной системе координат.

В работах [24, 25, 32, 35—37] пытались улучшить характеристики нейтронного

сцинтилляционного спектрометра с дискриминацией γ-фона, сделав некоторые

дополнения и усовершенствования схемы компенсации. Рассмотрим подробнее суть

введенных дополнений.

При работе со схемой, приведенной на рис. 1.4 [26], полученный результат

сложения импульсов от γ-квантов и нейтронов в компенсированном канале в

окончательном виде приведен на рис. 1.10 (рассматривается нейтронный

спектрометр с

кристаллом стильбена и фотоумножителем ФЭУ-13). Частично нескомпенсированные

γ-импульсы можно разделить в основном на три группы: 1) положительные остаточные

γ-импульсы, возникающие в кристалле стильбена от низкоэнергетических

комптоновских электронов отдачи; 2) отрицательные остаточные γ-импульсы; 3)

положительные импульсы, обусловленные высокоэнергетическими электронами

отдачи, возникающими при регистрации γ-квантов больших энергий. На рис. 1.3,

ж не

показаны импульсы первой группы (в отличие от рис. 1.10). Если в динодную цепь

ввести диод с очень большим сопротивлением в прямом направлении для малых

величин сигналов (напряжений), выделяющихся на нагрузке 12-го динода, то

импульсов первой группы не будет и добиться низкого энергетического порога

(< 0,5 МэВ) по нейтронам невозможно. Самый

низкий энергетический порог по

нейтронам и наилучшее подавление γ-квантов до энергий Е

< 1—1,5 МэВ получают,

если максимальные амплитуды импульсов третьей группы сравнимы или меньше

амплитуд импульсов первой группы при возможно больших амплитудах n-импульсов в

положительной области на выходе схемы компенсации. Экспериментально

установлено, что этот случай соответствует максимально раздвинутым усам (см. рис.

1.8). С ростом энергии γ-квантов величина амплитуд третьей группы заметно

«обгоняет» величину амплитуд импульсов первой группы, что ухудшает подавление γ-

излучения и, следовательно, повышает уровень дискриминации δ, что связано с

увеличением энергетического порога нейтронов.

Рис. 1.10. Результирующие импульсы на выводе схемы компенсации: 1 - первая

группа; 2 - вторая группа; 3 - третья группа; γ — импульсы, обусловленные γ -

квантами; n

— импульсы, обусловленные нейтронами.

В работах [27, 35, 38] влияние γ-импульсов третьей группы уменьшали при помощи

временной селекции (линейные ворота совпадения запускаются управляющим

нейтронным импульсом в ограниченном временном интервале—в интервале 0—t

, см.

рис. 1.10), тщательного подбора ФЭУ и параметров всей схемы. Однако это не

позволяет полностью избежать влияния импульсов третьей группы. Следует отметить,

что тщательный подбор параметров схемы и фотоумножителей является очень

трудоемкой операцией, и ее не следует рекомендовать для широкого применения.

Импульсы третьей группы можно было бы устранить, увеличив длительность

отрицательных

γ-импульсов, поступающих с анода фотоумножителя. Однако при

увеличении длительности отрицательного импульса его передний фронт

увеличивается, что приводит к значительному несоответствию фронтов отрицательных

и положительных γ-импульсов, попадающих в точку сложения (точка С на рис. 1.11).

Такое несоответствие фронтов является причиной выбросов γ-импульсов в

положительную область и ухудшает степень подавления γ

-квантов во всем измеряемом

энергетическом интервале.

Рис. 1.11. Принципиальная схема компенсации с двойным сложением.

Поэтому при наладке схемы компенсации приходится искать компромисс между

несоответствием фронтов складываемых γ-импульсов и величиной импульсов третьей

группы.

Чтобы уменьшить влияние импульсов третьей группы и обойти некоторые

отмеченные выше трудности, возникающие при наладке, была предложена схема

«двойного сложения» (см. рис. 1.11). Импульсы с 11-го динода (из точки В, рис. 1.11)

соответствующей

интегрирующей RC-цепочкой затягиваются, переворачиваются при

помощи однокаскадного транзисторного усилителя и подаются на выход схемы

компенсации (точка С). Амплитуду и длительность этих импульсов (рис. 1.12)

подбирают так, чтобы компенсировать γ-импульсы третьей группы (см. рис. 1.10).

Импульсы, получающиеся в результате такого двойного сложения, показаны на рис.

1.12 (сплошная линия). Схема двойного сложения или полностью

уничтожает

импульсы γ-квантов третьей группы или сдвигает их в область больших времен, что

значительно повышает эффект временной селекции [35, 38, 39]. Таким образом,

величина подавления γ-квантов будет определяться в основном степенью

дискриминации импульсов первой группы, т.е. низкоэнергетических комптоновских

электронов отдачи. Энергетический порог спектрометра с применением схемы

двойного сложения практически не

ухудшается. Сохранению энергетического порога

способствует запаздывание положительных нейтронных импульсов на ~ 0,3 мкс

относительно импульсов, подаваемых с 11-го динода, и то, что амплитуды нейтронных

импульсов, поступающих с 11-го динода в точку С (см. рис. 1.11) примерно в десять

раз меньше соответствующих амплитуд управляющих нейтронных импульсов.

Рис. 1.12 Результирующие импульсы на выходе схемы компенсации после двойного сложения

— — — — — высокоэнергетические γ-импульсы до двойного сложения;

— —.—.— — импульсы,

поступающие с 11-го динода;

— __________ результирующие импульсы после двойного сложенияю.

После двойного сложения результирующие импульсы со схемы компенсации

подавались на транзисторный предусилитель с гальванической связью. Применение

транзисторного предусилителя с гальванической связью вместо лампового катодного

повторителя упрощает настройку схемы компенсации и позволяет увеличить скорость

счета спектрометра. Кроме того, в схеме компенсации спектрометра, применявшегося в

настоящей работе, вместо двух потенциометров R1 и R2

(см. рис. 1.4) применен один

потенциометр R = 15 кОм (см. рис. 1.11). Это оказалось вполне возможным и

значительно упростило наладку схемы. Сравнение работы схемы компенсации с

введенными усовершенствованиями и без них показало, что в области уверенного

разделения гауссианов по схеме, усов (см. рис. 1.9), т. е. в области En > 400 —500 кэВ,

степень подавления

γ-квантов была увеличена не менее чем в три — четыре раза.

Чтобы сделать окончательные выводы о работе нейтронного спектрометра с

введенными усовершенствовавшими и дополнениями (схема двойного сложения, один

потенциометр вместо двух в анодной и динодной цепях, транзисторный предусилитель

с гальванической связью), были измерены энергетические распределения нейтронов

радиоактивных источников в присутствии

большого фона γ-квантов. Измерения

проводили при температуре 25—28° С с применением дискриминатора на

транзисторах, имеющего чувствительность на входе ~ 40 мВ

Основные проверочные измерения выполнены на Ra—Ве источнике. Известно, что

на один вылетающий нейтрон в этом источнике приходится около 7⋅10

γ-квантов [40],

распределенных в широкой области энергий — до 2,43 МэВ. В этом случае измерять

спектр нейтронов можно было двумя способами: установить источник на расстоянии,

при котором создается допустимая интегральная загрузка спектрометра, или поместить

свинцовый (висмутовый) экран перед кристаллом спектрометра.

Для измерения энергетического распределения источника первым способом

требуется много времени, и это может привести к дополнительным ошибкам из-за

нестабильности аппаратуры измерения. Измерения вторым способом приводят к

искажению измеряемого энергетического распределения нейтронов.

Был выбран второй способ

, поскольку искажения спектра нейтронов свинцовым

экраном, как будет показано ниже невелико. В данном измерении экран представлял

собой свинцовую пластину диаметром ∅=5 см и толщиной l = 2,5 см. При этом

интегральная загрузка спектрометра уменьшалась почти в пять раз за счет ослабления

γ-квантов. Энергетическое распределение нейтронов Ra—Ве источника показано на

рис. 3.8. Энергетический порог полученного спектра составлял ~ 400 кэВ и

лимитировался степенью подавления γ-квантов.

В области порога величина

относительной эффективности (без учета свинцового фильтра перед кристаллом

спектрометра) составляла 6•10

-4

и уменьшалась с увеличением энергии нейтронов; так,

при En =

1 МэВ ε`

~ 8•10

-5

. Приведенные величины ε`

соответствуют одному и тому

же уровню дискриминации γ-фона. При увеличении уровня дискриминации до энергий

нейтронов приблизительно 1 МэВ степень подавления γ-квантов существенно

увеличивалась (почти в 10 раз). Примерно такое же подавление γ-квантов получили в

работе [32], но при пороге дискриминации больше 2 МэВ. Суммарная загрузка

спектрометра [32] в основном была обусловлена

γ-квантами и составляла около 4 кГц.

В настоящей работе суммарная загрузка спектрометра в измерениях с Ra—Ве

источником составляла ~ 8 кГц.

Во время измерений величину подавления γ-квантов контролировали до энергий

= 2,62 МэВ набором γ-активных препаратов (Cs

137

, Zn

, Co

, ThC"). Возможный

вклад γ-квантов в аппаратурный спектр нейтронов Ra—Ве источника определяли при

помощи радиоактивного препарата ThC"; он составлял в среднем не более 20% в

интервале энергий от 6,4 до 0,8 МэВ. Чтобы оценить искажение, вносимое в спектр

нейтронов свинцовым экраном, измерили спектр нейтронов Ро—Ве источника со

свинцовым экраном (∅ = 5 cм, 1

= 2,5 см) и без него. При помощи источника ThC"

подбирали соотношение γ-квантов и нейтронов такое же, как и при измерении Ra—Ве

препарата. Общая загрузка на входе анализатора составляла 8 кГц. После этого без

свинцового экрана и ThC" измеряли спектр нейтронов Ро—Ве источника, который

характеризуется небольшим сопутствующим γ-фоном (на один вылетающий

нейтрон

приходится в среднем около одного-двух γ-квантов). Полученные энергетические

распределения нейтронов хорошо согласуются с данными работы [41], причем

искажение спектра, обусловленное свинцовым экраном, составляло в области энергий

Е ≤ 1,5 МэВ в среднем не более 20%. Спектр нейтронов Ra—Ве источника (рис. 3.8)

приведен с поправкой на искажения, вносимые свинцовым экраном. Полученный

спектр

хорошо согласуется с результатами экспериментальных [41-43] и расчетных

[42, 44] работ. Во время измерений применяли кристалл стильбена диаметром

∅ = 16 мм и толщиной h =

5 мм и фотоумножитель ФЭУ-13 со средними параметрами.

Следует отметить, что совпадение с результатами работы [43], выполненной

методом фотопластинок, имеется только для Еn ≥ 2 МэВ; при Еn < 2 МэВ

наблюдается очень большое расхождение данных, что свидетельствует о ненадежности

измерений методом фотопластинок в этой области энергий. Необходимо отметить, что

измерения спектра нейтронов Ra—Ве источника в работе [41] были выполнены в

условиях, близких к описанным. Оптимальные характеристики спектрометра получили

тщательным подбором фотоумножителя, параметров схемы компенсации и

охлаждением комплекса - кристалл стильбена, фотоумножитель, схема компенсации с

транзисторным предусилителем - до - 5°С.

Ошибки в измерениях по апробированию схемы двойного сложения вычисляли из

статистических ошибок и

ошибок, возникающих при преобразовании амплитудных

распределений в энергетические в соответствии с методикой, изложенной в § 2.1.

Суммарные ошибки составляли не более 25% при E < 0.5 МэВ, 10% в области энергий

0,5

<E< 9 МэВ и 20% при E > 9 МэВ. Искажения, связанные с уменьшением

абсолютной эффективности регистрации нейтронов вблизи порога, составляли 10—

15%; их определяли измерением практически «чистых» нейтронных спектров при

установленном уровне дискриминации и без него. Для этого специально формировали

спектр (спектр реактора после прохождения барьера из 15 см железа), в котором в

рассматриваемой энергетической

области было соотношение не хуже 15:1 в пользу

нейтронов.

В работе [28] импульсы третьей группы (см. рис. 1.10) вычитали

способом,

несколько отличным от изложенного выше. Интересно сравнить оба способа. Авторы

работы [28] рассматривают разработанную ими схему (рис. 1.13) только в общих

чертах, поэтому при анализе ограничимся ее описанием. В работе [28] применен способ

разделения (выделения) нейтронных импульсов от импульсов, обусловленных γ-фоном,

на основе использования пространственного заряда в фотоумножителе. Между

последним динодом и

анодом можно установить такую разность потенциалов, что при

соответствующей скорости нарастания заряда на аноде рассасывание этого заряда

будет происходить медленнее, чем скорость поступления электронов с последнего

динода на анод, т. е. произойдет насыщение заряда в пространстве между последним

динодом и анодом. Пространственный заряд оказывает отталкивающее действие на

электроны, поступающие с

последнего динода, и величина амплитуды напряжения,

снимаемого с нагрузки последнего динода, будет независимой от изменения величины

импульса тока в фотоумножителе, т. е.

)(

tdti

∫

′′

=≠

Подставляя в выражение (1.16) соответствующее время высвечивания для разного

рода частиц, убеждаемся, что для электронов это насыщение произойдет при меньшей

разности потенциалов между анодом и последним динодом, чем для протонов. При

оценке скорости насыщения с помощью (1.16) следует иметь в виду, что 80%

интенсивности световой вспышки обусловлено быстрой компонентой, и поэтому

величина заряда Q

практически не зависит от различия во времени полног

высвечивания Т для частиц с разной плотностью ионизации.

Подбирая определенный потенциал на последнем диноде (рис. 1.14, а) [23,28],

можно добиться того, что импульсы, обусловленные протонами, будут иметь

положительную полярность, а импульсы, обусловленные электронами, —

отрицательную (рис. 1.14,6). Однако тщательно подобранные параметры такой схемы

не устранят положительные пробросы

(на рис. 1.14,б обозначены цифрой 3), величина

которых пропорциональна энергии регистрируемых γ-квантов. Эти положительные

пробросы — аналог ранее рассмотренных остаточных импульсов третьей группы. Для

их устранения в работе [28] сделано следующее. С помощью линии задержки (1 мкс) - в

точке А определенным образом формируются импульсы, поступающие с десятого

динода (рис. 1.15,а, пунктир). Импульсы из точки А (рис. 1.15,а, сплошные линии)

поступают на схему В (см. рис. 1.13), представляющую собой цепочку Брукса.

Положительная часть этих импульсов отсекается диодом 1N67, а отрицательная

дифференцируется, затягивается и поступает в точку F преобразованной к виду,

указанному на рис. 1.15,б (сплошные толстые линии).

Рис. 1.13. Схема двойного сложения [28].

Рис. 1.14. Принципиальная схема компенсации с использованием пространственного заряда (а) и

формирование импульсов (б).

В эту же точку F поступают импульсы с 11-го динода, уже разделенные на

основе пространственного заряда (рис. 1.15,6, штрих-пунктирная линия). Здесь (см.

рис. 1.13, в точке F) положительные импульсы от комптоновских электронов отдачи е

почти полностью компенсируются отрицательными γ-импульсами, поступающими с

цепочки Брукса, а положительная часть нейтронных импульсов практически остается

неизменной. Окончательный результат двойного сложения представлен на рис. 1.15,в.

Схему налаживают подбором линии задержки или высокого напряжения на

фотоумножителе.

В заключение отметим еще одно достоинство рассматриваемого прибора. С его

помощью можно решать и

обратную задачу — регистрировать спектры γ-квантов в

присутствии большого фона нейтронов (см. § 2.4). Теоретическое обоснование

аналогично приведенному при рассмотрении измерения спектра нейтронов. Отличие

состоит только в том, что в выражении (1.19) для нахождения коэффициентов Фд и Фа

полагают равным нулю выражение h

= ФдV

nд

— ФаV

nа

а не h

= ФдV

γд

— ФаV

γа

. При

этом практическая наладка схемы компенсации заключается в том, чтобы добиться

минимальной величины амплитуды отрицательного остатка нейтронных импульсов

при сохранении максимальной амплитуды отрицательных γ-импульсов. После этого

импульсы из точки А, пройдя через предусилитель, изображенный на рис. 1.11

подаются на фазоинвертор. В остальном схема γ-спектрометра не отличается от схемы,

приведенной

на рис. 1.6.

Рис. 1.15. Формирование импульсов в схеме компенсации с двойным сложением [8].

§1.3. ВЫБОР ОПТИМАЛЬНЫХ УСЛОВИЙ РАБОТЫ

СПЕКТРОМЕТРА

Допустимая загрузка спектрометра потоками излучения из-за большой

эффективности применяемых сцинтилляторов не очень велика.

Линейный канал способен выдержать загрузку от импульсов γ-квантов и

нейтронов без искажения формы спектра нейтронов около (2—5)•10

импульс/сек, т. е.

этот канал не препятствует измерению спектров при больших потоках излучения.

Некоторое представление о допустимой загрузке Nk по управляющему каналу дает

рис. 1.16, на котором показан интегральный счет, обусловленный только импульсами

от нейтронов в зависимости от величины потока γ-квантов в месте расположения

детектора (кристалл стильбена, ∅ =

40 мм и h = 3 мм, Вс

= 0,5 МэВ, где Вс —

спектрометрический порог). Предельная загрузка Nk для управляющего канала

составляет около 2⋅10

γ-квант/(сек. см

). Эта величина и определяет допустимый

поток γ-излучения, падающего на кристалл, при котором можно практически без

искажений измерять спектры.

Рис. 1.16. Зависимость интегрального счета нейтронов от плотности потока γ-излучения

источника Со

на детектор.

При спектрометрическом пороге Bс = 1,5 МэВ (рис. 1.17) Степень дискриминации

γ-квантов

Q составляет около 10

-5

, что позволяет измерять спектры нейтронов в поле

излучений, в котором γ-квантов в 10

раз больше, чем нейтронов.

Рис. 1.17. Зависимость спектроскопического порога спектрометра (Вс>

отложенного по оси Дд ) от степени подавления γ-излучения

При этом в измеренном энергетическом распределении будет присутствовать 10%

зарегистрированных импульсов, обусловленных γ-квантами, что несколько искажает

спектр нейтронов, но это искажение можно точно учесть.

Достаточно приемлемая максимальная загрузка спектрометра ~(2÷4)⋅10

отсчет/сек

при Вс = 0,7 МэВ и не более 5÷8⋅10

отсчет/сек при Вс = 0,2÷0,3 МэВ. Конкретное

значение максимальной допустимой загрузки при данном энергетическом пороге в

некоторой степени зависит от параметров цепочек в схеме разделения, а также от вида

падающего спектра нейтронов и γ-квантов (степени их жесткости). Например, при

измерении достаточно мягкого спектра нейтронов реактора после прохождения

слоя

железа толщиной 14 см, искажений в аппаратурном распределении не наблюдали даже

при скорости счета спектрометра около 0,9⋅10

отсчет/сек (Вс — 0,2 МэВ).

Такую зависимость Вс от вида падающего спектра можно объяснить, предполагая,

что при большой загрузке в схеме дискриминации γ-квантов получается сдвиг нулевого

уровня в отрицательную область (см. рис. 1.11). Для измерения спектров или потоков

нейтронов за защитными слоями (особенно содержащими водород) достаточно

большой толщины соотношение

потоков Фγ/Фn резко увеличивается и может достигать

величин >10

. Дискриминационные возможности спектрометра не позволяют

осуществлять детектирование нейтронов при таких соотношениях потоков. В связи с

этим необходимо применять дополнительные способы подавления γ-излучения,

например поток γ-квантов можно уменьшить, используя свинцовый (висмутовый)

фильтр непосредственно перед сцинтиллятором спектрометра. Свинец имеет довольно

большую длину релаксации быстрых нейтронов (около 12 см) и сравнительно

плавное

полное сечение взаимодействия нейтронов с ядрами. Однако для нейтронов с энергией

Е ≥ 4 МэВ свинец обладает заметной величиной сечения неупругого рассеяния, что,

конечно, сказывается на форме спектра нейтронов, прошедших через фильтр.

В то же время фильтр из свинца значительно снижает интегральную загрузку

спектрометра за счет ослабления γ-квантов.

Для проверки

этих выводов провели следующие измерения. При соотношении