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

Подождите немного. Документ загружается.

Рис. 2.11. Энергетические распределения γ-квантов Ф(Еγ), возникающих при радиационном захвате

тепловых нейтронов ядрами титана, железа и азота:

+ — результаты, полученные без применения поправочной матрицы, т. е. прямым

дифференцированием.

Кроме этого, были измерены энергетические спектры γ-квантов радиационного

захвата тепловых нейтронов ядрами титана, железа и азота. На рис. 2.11 приведены

спектры захватного γ-излучения тонких образцов титана, железа и азотнокислого

аммония (NH

), а в табл. 2.8 даны сравнения относительных интенсивностей

линий с результатами других авторов. Вследствие конечного энергетического

разрешения спектрометра

1312

)%(

где E

[МэВ] неразрешенные

моноэнергетические линии объединены в группы.

Таблица 2.8

Сравнение относительных интенсивностей линий γ-излучения, возникающего

при захвате тепловых нейтронов ядрами титана, железа и азота

Отношение интенсивностей по опубликованным данным

Элемент

Энергия

γ-квантов,

МэВ

[32] [28] [31]

(1,03÷2,22),

(2,83÷4,4),

(4,7÷5,6),

(6,4÷6,8)

1:0,127:0,101:0,765 1:0,136:0,14:0,91 1:0,127:0,86:0,56

(1,24÷4,94),

(5,51÷6,45),

(7,3÷7,64),

(8,34÷10,16)

1,02:0,28:1:0,0835 0,284:1:0,104 1,36:0,485:1:0,087

(3,8÷3,7),

4,6

(5,3÷5,6),

(6,3÷9,15),

10,83

0,035:0,318:1:0,525

:0,139

0,393:0,18:1:0,37:

0,124

0,244:0,222:1:0,29:

:0,167

Из табл. 2.8 видно, что в пределах точности 20%, указываемой авторами

цитируемых работ, относительные выходы наиболее интенсивных линий согласуются

между собой. Определение малых интенсивностей на фоне аппаратурных линий,

обусловленных γ-квантами большой интенсивности, связано с большой ошибкой, но

тем не менее согласие с результатами других авторов и в этом случае вполне

удовлетворительное.

Необходимо

отметить, что в метод обработки входит операция дифференцирования,

поэтому большая часть вносимых ошибок приходится именно на эту операцию.

Оценки, проведенные по результатам нескольких (от трех до семи) повторных

измерений, показали, что в среднем ошибка, обусловленная операцией

дифференцирования, составляет 15÷20%, хотя в отдельных энергетических группах она

может достигать 50÷100%.

Существенный интерес представляет величина поправок, вносимых

корректирующей матрицей в энергетическое распределение γ-квантов, полученное

методом дифференцирования. Проведенное исследование показало, что, используя

метод дифференцирования с учетом указанного выше поправочного коэффициента

К(Е

), можно провести приближенный анализ различных энергетических спектров γ-

излучения, но для повышения точности необходимо применять корректирующую

матрицу. На рис. 2.11 сравниваются энергетические распределения захватного γ-

излучения азота и титана, полученные обоими методами. Сопоставление результатов

обработки спектров по методу прямого дифференцирования с данными, полученными

на других типах спектрометров, приведено в табл. 2.9.

Таблица 2.9

Относительный выход γ-квантов источника Cs

134

Результаты работ

[33] [34]

Результаты работы [27]

(дифференцирование без

коррекции)

Энергия

γ-квантов,

кэВ

Соотношение

γ-линий

Энергия

γ-квантов,

кэВ

Соотношение

γ-линий

Энергия

γ-квантов,

кэВ

Соотношение

γ-линий

563

569

605

9,4

12,8

} 122

100

600 125±5 600 115±5

796

801

91±4

109±6

18±4

800 109 800 109

1038 0,9±0,2 1040 1,5±0,3 1040 1,5±0,2

1168 3,0±0,4 1160 2,6±0,3 1170 2,7±0,2

1367 4,6±0,3 1360 4,2±0,3 1370 4,6±0,3

Примечание. Результаты нормированы при энергии E = 800 кэВ; в работе [27] применяли кристалл

стильбена размером d = 28 мм, h = 12 мм.

Рассмотрим искажения, обусловленные эффектом образования пар при высоких

энергиях γ-квантов — «парные пики», которые локально накладываются на

энергетические распределения комптоновских электронов отдачи в области энергий

E=E

- 1,02 МэВ. При выбранном достаточно широком шаге матрицы в процессе

обработки происходит только частичная компенсация этих пиков, что приводит к

появлению ложных небольших максимумов в энергетических распределениях γ-

квантов.

Большая степень компенсации может быть достигнута при уменьшении

энергетического шага матрицы, но при этом возникают дополнительные

математические трудности, связанные с увеличением ранга матрицы. Усреднение

результатов соседних двух-трех энергетических групп в сомнительных случаях

обеспечивает достаточно правильную среднюю форму энергетического распределения

и, в известной степени, снижает локальную ошибку. Следует отметить, что в

различных распределениях этот эффект сказывается по-разному.

В случае сравнительно гладкого спектра он проявляется очень слабо

, а в случае,

если моноэнергетические линии расположены далеко друг от друга, не представляет

труда избавиться от этих парных пиков.

Глава 3. ПРИМЕНЕНИЕ СЦИНТИЛЛЯЦИОННОГО

СПЕКТРОМЕТРА С ОДНИМ ОРГАНИЧЕСКИМ

ФОСФОРОМ

ВВЕДЕНИЕ

В последние годы рассматриваемый спектрометр нашел широкое применение в

ядерной физике и в решении прикладных задач, связанных с взаимодействием и

распространением излучения в веществе. Ниже приведен неполный перечень этих

задач.

1. Определение спектров нейтронов и γ-излучения стандартных источников типа

Ро

208

— Be, Ra

226

— Be, Cf

252

и т. д.

2. Измерение спектров нейтронов реакторов внутри активной зоны и за

отражателем.

3. Дозиметрия нейтронов, в частности, измерение спектров нейтронов и протонов в

фантомах.

4. Измерение энергетических распределений внутри и снаружи различных сред,

исследование угловых и энергетических распределений нейтронов, прошедших и

отраженных от различных экранов.

5. Определение полных и дифференциальных

сечений и эффектов инфильтрации

полных и дифференциальных сечений при использовании дискретных и непрерывных

распределений первичных падающих нейтронов и, в частности, с использованием

техники времени пролета.

6. Измерение спектральных характеристик нейтронов, выходящих в результате

реакций на заряженных частицах типа (

,п); (р,п); (d,п) и т. д.

7. Исследование спектров и определение угловых дифференциальных сечений

упруго и неупруго рассеянных моноэнергетических нейтронов.

8. Исследование угловых распределений нейтронов и различных корреляционных

эффектов типа (п',

С помощью измеренных энергетических распределений можно определить

абсолютный поток излучения (нейтронов и γ-излучения) выше порога регистрации с

точностью 2—10%. Знание абсолютных потоков также необходимо при решении

вопросов, связанных с разработкой и определением, эффективности разнообразных

детекторов нейтронов, и при градуировке и проверке дозиметрической и

радиометрической аппаратуры, которые проводятся при помощи нейтронных

источников с известным полным потоком нейтронов.

Детальное изложение применения спектрометра в упомянутых выше задачах

выходит за пределы книги, поэтому ограничимся несколькими примерами, которые

дают достаточно полное представление

о возможности прибора и особенностях

измерений.

§3.1. ИЗУЧЕНИЕ ХАРАКТЕРИСТИК ПОЛНЫХ И

ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНЫХ СЕЧЕНИЙ НА НЕПРЕРЫВНОМ СПЕКТРЕ

ЯДЕРНОГО РЕАКТОРА

При распространении нейтронов в средах часто требуется учитывать эффекты,

связанные с резонансной структурой сечений. Например, при многогрупповых

расчетах пространственно-энергетических распределений нейтронов в реакторе и

защитах для вычисления групповых констант необходимо знать такие величины, как

< 1/Σ

>, < 1/Σ

> и т. д. Их можно рассчитать, если известен детальный ход сечения в

рассматриваемых энергетических группах. Современная экспериментальная техника

позволяет изучать детальный ход сечений в области первых нескольких резонансов.

Начиная же с энергии в несколько десятков килоэлектронвольт и выше даже методика

времени пролета, позволяющая получать в области 100 кэВ разрешение порядка 1—2%,

не обеспечивает идентификации всех нюансов резонансной структуры в сечениях.

Для ядер среднего атомного веса резонансная структура проявляется до энергии в

несколько мегаэлектронвольт, и чтобы учесть влияние этой структуры на

распространение нейтронов в средах, приходится выполнять различные теоретические

и полуэмпирические оценки. Расчетные оценки флуктуаций в сечениях при энергиях

выше десятков и сотен килоэлектронвольт, т. е. в области неразрешенных резонансов,

ненадежны, так

как здесь проявляются такие эффекты, как межрезонансная

интерференция, вклад нейтронов с высокими орбитальными моментами и другие,

отсутствующие в области , разрешенных резонансов. Поэтому большой интерес

представляет возможность непосредственно получать интересующие нас величины, не

имея высокого энергетического разрешения. Это можно осуществить, измеряя в

условиях хорошей геометрии функцию пропускания Т(l).

Действительно, пусть полное

нейтронное сечение σ

(Е) существенно изменяется в

диапазоне от Е до Е+

∆

Е. Предположим, что нейтроны распределены в диапазоне

∆

согласно функции f(E), а эффективность детектора, используемого для измерения

функции пропускания Т(l), есть ε(Е). Тогда пропускание

∫

∆+

−

dEEEf

dEeEEf

)()(

)(

(3.1)

будет отличаться от значений Т(l), описываемых простым экспоненциальным законом

,)(

elT

−

(3.2)

где l

пl; п — число ядер в 1 см

; l—толщина исследуемого образца, см; <σ

> —

среднее полное сечение.

)()(

)()()(

∫

∆+

dEEEf

dEEEEf

σε

(3.3)

Совпадение результатов, вычисленных по (3.1) и (3.2), наблюдается лишь для

достаточно малых толщин, когда в разложении экспоненциальной функции в

выражении (3.1) можно ограничиться одним членом

)(1

)()(

))(1)(()(

)(

elE

dEEEf

dElEEEf

σε

−

∆+

≈⋅⋅⋅+−=

⋅⋅⋅+−

∫

(3.4)

В общем случае значения Т(l) должны быть выше величин, получаемых из

соотношения (3.2), вследствие эффекта самоэкранировки резонансов в полном сечении.

Физический смысл этого эффекта состоит в том, что при прохождении нейтронов через

исследуемый образец нейтроны с энергиями, соответствующими минимумам полного

сечения, выводятся из пучка медленнее, чем нейтроны других энергий. Таким образом

измеряя в хорошей геометрии функцию ослабления Т(l) с помощью

экспериментального устройства, имеющего разрешение ~∆E/E, можно определить

поправки к среднегрупповым константам, учитывающие самоэкранировку резонансов в

сечении.

Метод непосредственного определения поправок, учитывающих структуру полных

нейтронных сечений в области неразрешенных резонансов, основан на изучении

функций ослабления Т(l) и рассмотрен в работах [1—4]. Экспериментальная

часть

предложенного в этих работах метода выполнена на моноэнергетических нейтронах

(как правило, большинство измерений, связанных с изучением сечений, проводятся

именно на моноэнергетических источниках нейтронов). Однако специфика

резонансной структуры полных нейтронных сечений, особенно в области нескольких

мегаэлектронвольт [5], при исследованиях этим методом требует таких энергий

монохроматических нейтронов и необходимость таких величин нейтронных

потоков,

которые электростатические генераторы практически не могут обеспечить. Поэтому

понятен интерес к источникам, обеспечивающим широкий энергетический диапазон

(1 кэВ

1 МэВ) и большие величины нейтронных потоков. Таким источником

может служить ядерный реактор.

Наряду с исследованиями полных сечений большое значение имеет изучение

дифференциальных характеристик взаимодействия излучения с веществом.

Имеется большое число данных об угловых распределениях упругого рассеяния,

полученных с помощью моноэнергетических источников нейтронов. Однако

наблюдается существенный пробел в этих данных для энергий выше 5—6 МэВ.

Основные причины те же, что указывались при рассмотрении вопроса об исследовании

полных сечений (отсутствие мощных источников моноэнергетических нейтронов).

В связи с этим напрашивается тот же подход, что и для определения полных

сечений, а именно: измерять угловые распределения, используя ядерный реактор в

качестве мощного источника нейтронов.

Резонансная самоэкранировка в полных сечениях, проявляющаяся

неэкспоненциальном характере функции ослабления Т(l), не может быть не связана с

особенностями в поведении дифференциальных сечений в зависимости от толщины l

исследуемого вещества, т. е. с особенностями поведения блокированных

дифференциальных сечений. Знать их очень важно при рассмотрении вопроса о

распространении нейтронов в средах за большими толщинами, а также при

анализе

ядерных характеристик. Однако для исследования блокированных дифференциальных

сечений требуются особенно большие нейтронные потоки. Необходимые в этом случае

величины потоков можно также обеспечить на установках с мощными ядерными

реакторами.

Использование ядерных реакторов в качестве источников нейтронов при изучении

ядерно-физических констант связано с некоторыми трудностями; основная

заключается в учете искажений

экспериментальных результатов, являющихся

следствием «одновременного» взаимодействия с ядрами исследуемых веществ

нейтронов различных энергий. Кроме того, исследовать структуру полных сечений и

изучать дифференциальные сечения на непрерывном спектре реактора невозможно без

применения нейтронного спектрометра. Причем специфика рассматриваемых здесь

задач предъявляет к такому спектрометру определенные требования: большая

эффективность к нейтронам и плавный ее ход

с энергией, малая чувствительность к γ-

квантам, небольшой собственный фон (т.е. максимум эффективности при

минимальных геометрических размерах), возможность охватить широкий

энергетический диапазон, простая характеристика (отклик) с энергией (лучше всего,

если эта характеристика линейная), приемлемое энергетическое разрешение, простота

устройства. Для получения надежных экспериментальных результатов немаловажное

значение имеет несложность преобразования аппаратурных

распределений в

энергетические

и нечувствительность этих преобразований к форме энергетических

распределений.

При исследовании структуры полных сечений методом пропускания с

использованием ядерного реактора в качестве источника нейтронов к эффективности

спектрометра предъявляются повышенные требования. Это связано со значительными

ослаблениями первичного потока нейтронов. Кроме того, из-за ослаблении первичного

потока нейтронов на результаты измерений может влиять γ

-фон, который возникает в

самом реакторе, а также при захвате нейтронов в изучаемых веществах и окружающих

конструкциях. При этом γ-фон может на несколько (три—пять) порядков превысить

регистрируемое нейтронное излучение. Поэтому особенно большие требования

предъявляются к чувствительности нейтронного спектрометра к γ-квантам

(чувствительность к γ-квантам должна быть минимальной

Из известных в настоящее время нейтронных спектрометров перечисленным выше

требованиям наилучшим образом отвечает нейтронный сцинтилляционный

спектрометр, описанный в гл. I.

Экспериментальное устройство, геометрия эксперимента, методика учета фона,

обработка аппаратурных распределений и методические особенности измерений на

реакторе при исследовании структуры полных сечений некоторых элементов в

диапазоне энергий от 0,2—0,6 до 9—17 МэВ подробно описаны в работах [6—11].

Основной объем всех экспериментальных работ выполнен на исследовательском

реакторе нулевой мощности типа РИЗ [12]. Источник нейтронов (реактор) и

детектор

спектрометра (кристалл стильбена диаметром 30 и высотою 20 мм) были тщательно

защищены и коллимированы. Коллиматор реактора представлял собою

цилиндрический канал диаметром 50 и длиною около 1340 мм; коллиматор детектора

спектрометра — цилиндрический канал диаметром 42 и длиною около 1700 мм.

Расстояние между центром активной зоны реактора и детектором составляло 4 м.

Примерно на

половине расстояния между источником и детектором устанавливали

исследуемые образцы. Такое расстояние обеспечивало минимальную поправку на

рассеяние в образцах [13]. Образцы, в основном цилиндрической формы со средним

диаметром 95 мм, устанавливали так, чтобы их оси совпадали с осью пучка нейтронов,

выходящего из реактора.

Методика измерений заключалась в определении амплитудных распределений с

образцом и

без образца. Измерения с образцом давали сведения об эффекте, а без

образца — информацию о начальном пучке нейтронов. Под эффектом

подразумеваются нейтроны, прошедшие без взаимодействия через исследуемый

образец. Фон определялся подавлением эффекта почти в 50 раз с помощью

полиэтиленового или парафинового образца, размещаемого со стороны первичного'

пучка нейтронов вплотную к образцу. Кроме

того, дополнительно учитывается фон,

создаваемый нейтронами, рассеянными в исследуемом образце в направлении

детектора.

Для обеспечения условий хорошей геометрии расстояние между источником и

детектором должно быть много больше диаметра и толщины образцов, т.е. L

d и

l. В данной работе конкретное расстояние L определяли приемлемым счетом

нейтронов при величине пропускания T < 10

-4

в области энергии около 4 МэВ для

элементов со средним атомным весом. Диаметр образцов выбирали из следующих

соображений.

1. Для обеспечения удобства юстировки диаметр должен быть по возможности

большим.

2. В то же время он должен быть таким, чтобы при толщине, соответствующей

указанной величине пропускания (T < 10

-4

), вклад от однократного рассеяния не

превышал 4—5%. Предварительные оценки вклада однократно рассеянных нейтронов

в сторону детектора проводили по формуле

),exp()0(

210

lnnl

tel

σσ

−⋅

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

(3.5)

где Ф

— однократно рассеянный поток; Ф

— поток в отсутствии образца, d —

диаметр образца, см; l — толщина образца, см; L

— расстояние от центра активной

зоны до середины образца, см; L

— расстояние от центра кристалла до середины

образца, см; п — число ядер в 1 см

образца; σ

— полное нейтронное сечение

исследуемого материала, см

; а σ

(0°) — дифференциальное сечение упругого

рассеяния нейтронов в. лабораторной системе координат, см

Экспериментальные трудности, связанные с обеспечением условий хорошей

геометрии, ставили перед необходимостью строгого учета фона, создаваемого

нейтронами, рассеянными в исследуемом образце в направлении детектора. Данные о

рассеянном в направлении детектора излучении получали, поворачивая коллиматор

детектора на угол θ = 5,5° относительно оси падающего первичного пучка нейтронов.

Такой способ определения рассеянного излучения основан

на предположении о

соответствующем характере функции углового распределения рассеянных нейтронов.

Было сделано допущение, что в области малых углов f(θ)~ const. Основанием для

такого предположения является фактическое постоянство дифференциального сечения

рассеяния σ

(θ) в области θ = θ

пост

< 1/kR [9, 10], где k

= (2ME/h

)

1/2

— волновое число;

М — приведенная масса взаимодействующих частиц; R

≈

1,33⋅А

1/3

⋅10

-13

см — радиус

ядра. Для энергии ≥ 1 МэВ и средних значений А θ

пост

≅ 0° ÷ (6÷8)°. Для проверки

допущения о том, что углов f(θ)~ const в области малых углов (θ ~ 5,5°) был выполнен

расчет в геометрических условиях рассматриваемого эксперимента для

цилиндрических образцов из железа диаметром 90 мм и толщиной 1; 2; 5; 10; 15; 31,2;

36,5 и 43,5 см для углов θ, равных 0, 1, 2, 3, 4, 5°.

В расчете использовался прием «локального» вычисления потока [14]. Расчет

сравнение расчета с экспериментом подтвердили предположение о постоянстве

углового распределения выходящих из исследуемого образца нейтронов, рассеянных в

область малых углов.

При определении рассеянного излучения под углом θ = 5,5° делали расчетные (на

основе работы [15]) и экспериментальные оценки эффектов, связанных с рассеянием на

краях и стенках отверстий коллиматоров. Эти оценки дали пренебрежимо

малые

значения указанных эффектов — не больше 1%.

Как уже отмечалось, полученные в результате измерений амплитудные

распределения импульсов после предварительного сглаживания [16—18]

преобразовывались в энергетические способом, описанным в гл. 2. Некоторая

особенность в обработке имела место в тех случаях, когда в амплитудных

распределениях наблюдались существенные нерегулярности. Это такие перегибы в

амплитудных распределениях, в которых

значения производной стремятся к нулю или

меняют знак на обратный. Более подробно применявшийся в этих случаях способ

обработки описан в приложении 4. Этот способ обработки корректировался

матричным методом [19]. Согласие энергетических распределений, полученных

обоими способами, хорошее. Преимущество описанного способа заключается в том,

что, не применяя сложного алгоритма матричной обработки, можно получить

окончательный результат

. Кроме того, возникающий при этом разброс

экспериментальных точек оказывается меньше, так как нет их «раскачки» из-за

накопления систематических ошибок, свойственных матричному методу.

Для выявления структуры в полных сечениях средних и тяжелых элементов с

энергией выше 3 МэВ необходимо проводить измерения при значениях T<< 10

-3

Абсолютные величины потоков и отношение фон/(эффект + фон) не позволили

получить названные пропускания Т на реакторе нулевой мощности. Поэтому часть

измерений выполнили на быстром реакторе БР-5. Экспериментальная установка и

геометрия эксперимента принципиально не отличались от таковых на

исследовательском реакторе нулевой мощности. Отличие состояло в том, что

первичные нейтроны выводили через стальной коллиматор Б-3 диаметром 5 см и

длиною около 3 м.

Измерения на БР-5 проводили при максимальной мощности реактора 5 Мвт.

Снижение мощности нежелательно из-за технологического процесса отработки систем

реактора

. Для обеспечения приемлемой загрузки спектрометра требовалось

уменьшение выходящего нейтронного потока. В падающем пучке нейтронный поток

уменьшали полиэтиленовым фильтром диаметром 100 и толщиною 237 мм (l

≅

г/см

при плотности 0,928 г/см

). На расстоянии 32 см от полиэтиленового фильтра

устанавливали исследуемые образцы. Для измерения фона между полиэтиленовым

фильтром и исследуемым образцом устанавливали дополнительный полиэтиленовый

образец длиною около 30 см. В остальном методика измерений спектров пропускания

практически ничем не отличалась от описанной выше.

Применение полиэтиленового фильтра преследовало и другую цель.

Спектрометрам, основанным на

регистрации нейтронов по протонам отдачи,

свойственно накопление в аппаратурных распределениях импульсов малых амплитуд.

Поэтому при работе с источниками, имеющими широкий спектр, резко спадающий с

увеличением энергии, продвинуться в область высоких энергий мешает перегрузка

спектрометра импульсами малых амплитуд. Применение же в условиях хорошей

геометрии водородсодержащих фильтров, например полиэтиленовых, из-за большого

макроскопического

сечения взаимодействия водорода с нейтронами низких энергий

(Е

МэВ) позволяет повысить динамичность сцинтилляционного спектрометра и

продвинуться в область высоких энергий, порядка 15—20 МэВ и выше (см. §3.2).

Результаты измерений получены в виде спектров пропускания Ф(Е), сечений

взаимодействия σ

(Е,l) на толщине l и в виде кривых пропускания Т(l). Значения

сечений взаимодействия σ

(Е,l) на толщине l получали из спектров пропускания с

помощью выражения

),(

lET

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

(3.6)

где п — число ядер в 1 см

исследуемого вещества.

В качестве примера на рис. 3.1 и 3.2 приведены полное сечение σ

(Е,l) взаимодействия

нейтронов на толщине l с ядрами углерода и спектры пропускания нейтронов для

образцов углерода различной толщины; сечение взаимодействия нейтронов σ

(Е,l) с

ядрами железа на толщине l.

Ошибки измерений в основном складывались из статистических ошибок;

ошибок калибровки, связанных с определением

мощности реакторов и энергетической

шкалы анализатора, систематических ошибок, возникающих при обработке

аппаратурных спектров.

Рис. 3.1. Полное сечение взаимодействия нейтронов на толщине l с ядрами углерода и спектры

пропускания нейтронов для образцов углерода различной толщины (———— — данные работы

[29]).

Для повышения точности полученных экспериментальных результатов и для

ориентировочной оценки систематических ошибок осуществлялось трех-,

четырехкратное независимое повторение измерений аппаратурных распределений с их

последующей раздельной обработкой. Ошибки, связанные с несоответствием реальной

формы линии спектрометра (прямоугольной), из-за их небольшой величины (~5%) не

учитывали, за исключением тех случаев, когда нерегулярности в амплитудных

распределениях носили

явно выраженный характер.

Рис. 3.2. Сечение взаимодействия нейтронов с ядрами железа на образцах различной толщины.