Кухтевич В.И, Трыков Л.А., Трыков О.А. Однокристальный сцинтилляционный спектрометр (с органическим фосфором)
Подождите немного. Документ загружается.
81
Наиболее подробные данные получены для железа (рис. 3.3), для которого в области
Е
~ 4 МэВ достигнуто ослабление 5⋅10
5
(T ~ 2⋅10
-6
). Результаты пропускания на железе
сравнивали с соответствующими результатами работ [4, 6,10,20,21]. Исследования в
работе [4] проводили на моноэнергетических источниках нейтронов, а в работах
[6,10,13,20] — на непрерывных спектрах ядерных реакторов. Имеется хорошее
совпадение результатов настоящей работы и работы [4] до энергии 2÷2,5 МэВ. Выше
этой энергии наблюдается различие при величинах пропускания T < 10
-2
. Согласно
данным работы [4], полному сечению для Е
>
2,5
МэВ следует приписать более
сложную структуру, чем на основании данных настоящей работы (в работе [4] до
энергий Е
<
4
МэВ источником нейтронов служила реакция Т(р,n)Не
3
, а исследования в
области Е
>
3
МэВ осуществляли с помощью реакции D(d,n)Не
3
). Различие такого же
характера для E > 2 МэВ имеется и для других средних элементов (Ti, Cr, Ni), что,
очевидно, обусловлено трудностями учета фона, а также возможной недооценкой
рассеянной в образцах компоненты в сторону детектора [4]. Полученные результаты
для энергий выше 2—3 МэВ хорошо согласуются с данными работ [6,13]. В работах
[6,13] некоторые расхождения начинают наблюдаться только
при E > 4 МэВ и T < 10
-3
.
Экспериментальные данные работы [10] хорошо согласуются с данными работы [20] во
всем энергетическом диапазоне выше 1 МэВ. К сожалению, в работе [20] приводятся
экспериментальные результаты только для одной толщины образцов железа
l = 20,32 см, и поэтому сравнение не может считаться достаточно полным.
81
82
Рис. 3.3. Экспериментальная зависимость величины коэффициента пропускания на образцах
нержавеющей стали 1Х18Н9Т и железа:
c— железо; S — нержавеющая сталь [10, 11]; z,∆, — железо [4,13,20];
---------- данные приведены по экспериментальным точкам для железа;
———— экспоненциальное ослабление по полному сечению [29].
При исследованиях одновременно выявляли ориентировочные условия, при
которых достигается хорошая геометрия. Было найдено, что для величин пропускания
T ~ 10
-5
условия хорошей геометрии выполняются в широком энергетическом
диапазоне с достаточной точностью [ошибка в σ
t
(Е,l) ≤ 1%] уже при расстоянии между
источником и детектором около 10 м (для соблюдения этих условий чем это расстояние
больше, тем лучше) и диаметре образцов не более 2—2,5 длин свободного пробега λ.
При этом наилучшие условия достигаются, если диаметр кристалла детектора и
поперечные размеры выходящего из реактора пучка нейтронов максимально
82
83
приближены к поперечным размерам исследуемых образцов.
Исследования на непрерывном спектре ядерного реактора
дифференциальных сечений упругого рассеяния нейтронов
С этой целью угловые энергетические распределения измеряли на образцах
небольших размеров — порядка одной длины свободного пробега λ. Источником
нейтронов служил исследовательский реактор нулевой мощности. Экспериментальная
установка почти не отличалась от установки при изучении полных сечений. Различие
состояло в геометрии эксперимента и было связано со спецификой измерения
дифференциальных сечений.
На выходе нейтронного
пучка помещали исследуемый образец, причем так, что ось
пучка проходила через центр образца. Измерения проводили под разными углами θ к
оси пучка поворотами в горизонтальной плоскости коллиматора детектора.
Коллиматор детектора каждый раз устанавливали так, чтобы ось отверстия
коллиматора совпадала с центром исследуемого образца и осью сцинтиллятора
спектрометра. Сцинтиллятором служил кристалл
стильбена диаметром 30 и высотой
20 мм. Рассеивающие образцы в процессе измерений устанавливали так, что их оси
симметрий были перпендикулярны к горизонтальной плоскости.
Исследования проводили в энергетической области от 1 до 5—7 МэВ. Измеряли
угловые энергетические распределения Ф(Е,θ) при углах θ, равных 15,5; 30; 60 и 90°.
Методика измерений заключалась в определении аппаратурных распределений с
образцом и без образца. Измерения с образцом характеризовали эффект плюс фон, а
без образца фон. Ошибки энергетических распределений определяли так же, как и в
экспериментах по изучению полных сечений, они составляли в среднем около 10—
17%. Измерения аппаратурных распределений выполняли 3-4-кратным повторением.
Полное время по сумме всех замеров, затраченное на каждый элемент
на измерение
одного угла, составляло: 6 ч для θ, равного 15,5 и 30° и 12 ч для θ, равного 60 и 90°.
При этом мощность реактора не превышала 0,2-0,5 квт.
Все экспериментальные результаты были нормированы на единичное показание
приборов, контролирующих уровень мощности реактора.
Исследование образцов из бериллия и железа
Полученные угловые энергетические распределения для бериллия Ф(E,θ) (рис.3.4а)
могли служить в качестве отправных данных для нахождения дифференциальных
сечений упругого рассеяния нейтронов Методика получения дифференциальных
сечений рассеяния из угловых энергетических распределений Ф(E,θ) заключается в
следующем [21]. Методом Монте-Карло для исследуемых образцов рассчитываются
соответствующие эксперименту угловые энергетические распределения. Причем
отправными
данными для такого расчета должны служить: измеренный нейтронный
спектр источника, сечения упругого, неупругого взаимодействий и сечения реакций,
взятые из соответствующей литературы, например [27-29]. После такого расчета, в
случае расхождения с экспериментом, в исходные значения сечений вносят поправки и
расчет повторяют до совпадения с экспериментом. На основе введенных поправок
можно судить о
величине измеренных сечений.
К сожалению, в опубликованной отечественной литературе программы для
83
84
проведения такого расчета нет. Поэтому был проведен анализ, позволивший оценить
только искажения, вносимые в результаты при различных энергиях от взаимодействия
с веществом нейтронов, энергия которых выше рассматриваемой энергетической
группы ∆Е. С этой целью для нескольких энергий, охватывающих почти весь
измеренный энергетический диапазон, строили угловые зависимости f(
θ
i
,E
i
). Эти
зависимости представляли собой дифференциальные сечения, не поправленные на
ослабление в образце падающего и однократно рассеянного нейтронного потоков, а
также на многократное рассеяние и на искажения, связанные с неупругим рассеянием.
Угловые зависимости f(
θ
i
,E
i
) строили для энергий Е, равных 1,5; 2,15; 2,63; 3,22; 5 МэВ
для бериллия и для 1,48; 2; 2,45; 4,1 и 5 МэВ для железа. Для этих же энергий по
известным литературным источникам находили дифференциальные сечения σ
el
(θ). Из
найденных сечений σ
el
(θ) определяли угловые зависимости ля описания
экспериментальных условий.
Преобразование дифференциальных сечений в угловые зависимости, включающие в
себя ослабления образцов и многократное рассеяние в нем, осуществляли с помощью
программы Монте-Карло, разработанной В. И. Поповым.
84
85
Рис. 3.4. Угловые энергетические распределения Ф(Е,θ) (а) и дифференциальные сечения fэ(Е,
θ
) (б)
нейтронов, рассеянных на бериллиевом образце: ———— — расчетные данные
Рассчитанные угловые зависимости f(
θ
i
,E
i
) сравнивали с экспериментальными
угловыми распределениями f
э
(
θ
i
,E
i
) (рис. 3.4,б). Эти сравнения показали, что у
бериллиевого образца для углов ≤ 60° практически все рассеяние определяется
взаимодействием с ядрами образца нейтронов рассматриваемой энергии E
i
, т.е. почти
не вносятся искажения от взаимодействия с исследуемым веществом нейтронов Е > Е
i
.
Это можно понять, если иметь в виду, что для большинства легких элементов, и в
частности для Be
9
, уровни, соответствующие первым возбужденным состояниям,
расположены сравнительно высоко над основным состоянием, и поэтому при
имеющемся перепаде в спектре источника нейтронов (около десяти на интервале
4 МэВ) вклад неупругого рассеяния нейтронов в области меньших энергий
незначителен.
Искажения, связанные с непрерывностью падающего спектра, которые в этом случае
в основном определяются многократным рассеянием
нейтронов в прилегающих
энергетических группах, имеют место для θ > 60° и при 90° для E > 2,5 ÷ 3 МэВ
85
86
составляют не более 30—35%. С увеличением анизотропии вклад этих искажений
смещается в сторону больших углов, и их доля зависит от скорости изменения с
энергией числа нейтронов в падающем спектре.
Приведенные результаты полностью подтверждают целесообразность применения в
подобных измерениях однокристального сцинтилляционного нейтронного
спектрометра с дискриминацией
γ-фона.
§3.2. ИЗМЕРЕНИЕ СПЕКТРОВ НЕЙТРОНОВ И
γ
-ИЗЛУЧЕНИЯ
ИЗ КАНАЛОВ РЕАКТОРОВ
Определение абсолютных потоков и спектральных распределений нейтронов и γ-
квантов из каналов реакторов, работающих на большой мощности, необходимо для
проведения экспериментальных работ различного характера на этих пучках (измерение
сечений, прохождение излучения через защиту, работы по радиационной стойкости,
калибровка различных детекторов и т. д.).
Измерение энергетических распределений нейтронов и γ-излучения Ф
(Е),
выходящего из каналов реактора, с помощью сцинтилляционного спектрометра
связано с некоторыми трудностями. Спектрометр нейтронов с кристаллом стильбена
размером, например, d = 30, h = 20 мм является весьма чувствительным детектором.
Его эффективность к нейтронам и γ-квантам спектра деления близка к 15%. Однако
спектрометр из-за просчетов и наложений импульсов не
может нормально работать,
когда на детектор падает поток излучения больше 5- 10
4
частиц/(см
2
⋅сек).
Уменьшая объем кристалла, падающий поток можно увеличить в 10—100 раз, но
приходится учитывать стеночный эффект при больших энергиях нейтронов, и тем
более для γ-квантов больших энергий [22].
Уменьшить мощность реактора не всегда можно. Более того, при снижении
мощности неизбежно увеличивается отношение потоков γ-квантов к потоку нейтронов
из-за остаточного
γ-излучения. При переходе на меньшую мощность остаточное γ-
излучение существенно искажает и спектр γ-квантов. Обойти эти трудности можно,
уменьшая поток на детектор, т. е. измеряя спектр рассеянного на образце излучения
или ослабляя первичный пучок в условиях, приближающихся к хорошей геометрии.
Имея в виду резко спадающий с ростом энергии
вид спектров излучения реакторов,
первый способ предпочтительнее для измерения низкоэнергетической, а второй для
высокоэнергетической части спектра. Действительно, измерения с помощью
рассеивателя не требуют введения существенных поправок на эффект неупругого
рассеяния в этом образце. В то же время для высокоэнергетической части спектра
(вклад которой в полный поток мал) нет необходимости прибегать
к большой
величине ослабления, и таким образом можно уменьшить поправки, обусловленные
неопределенностью величины сечения материала фильтра и вкладом многократного
рассеяния.
Измерение энергетических распределений нейтронов с помощью
рассеивающего образца
Пусть Ф
1
(Е) — известный спектр первичного излучения, выходящего из канала
какого-либо реактора, a Ф
1
(Е,
θ
0
) — спектр, полученный в результате рассеяния
86
87
первичного потока Ф
1
(Е) на рассеивающем образце под углом
θ
0
.
θ
0
– угол между осью
рассеиватель – детектор и направлением первичного пучка излучения. Если измерить с
помощью этого образца спектр рассеянного излучения под углом
θ
0
, выходящего из
канала другого реактора, работающего на большой мощности Ф
0
(Е,θ
0
), то Ф
0
(Е) можно
определить из соотношения
),,(
),(
)(
),()(
0
01
1
000
θ
θ
θ
Ef
EФ
EФ
EФEФ =
(3.7)
где f(E,
θ
0
)—фактор, учитывающий влияние многократно и неупруго рассеянных
нейтронов на форму, и абсолютное значение получаемого распределения Ф
0
(Е) в
случае, когда имеется существенное отличие от спектра Ф
1
(Е).
Если функции Ф
0
(Е,
θ
0
) и Ф
1
(Е,
θ
0
) мало отличаются по форме, то величина f(E,
θ
0
) —
близка к единице и функции Ф
0
(Е) и Ф
1
(Е) различаются только по абсолютной
величине. В случае значительных отличий функций Ф
0
(Е,
θ
0
) и Ф
1
(Е,
θ
0
) по форме
фактор f(E,
θ
0
) меньше единицы и зависит от энергии нейтронов и угла θ
0
. Чем меньше
угол θ
0
, тем поправочный фактор f(E,
θ
0
) ближе к единице.
Возможности этого метода рассмотрим на примере измерения спектра нейтронов
на пучках Б-2 и Б-3 реактора БР-5.
При определении Ф
Б-2
(E) и Ф
Б-3
(E) в качестве рассеивателя использовали полый
цилиндр из естественной смеси изотопов железа, высотой 40 мм, внешним
диаметром 40 мм
и внутренним диаметром 20 мм. Выбор обусловлен тем, что с этим
образцом проводили предварительные измерения функции Ф
1
(E,θ) на
исследовательском реакторе нулевой мощности [12].
Рис. 3.5. Спектры нейтронов, выходящих из каналов Б-2 и Б-3 реактора БР-5:
1 — спектр нейтронов из канала Б-3; R = 440,0 см; Р = 3000 квт; 2 — спектр нейтронов из канала Б-2;
R = 440,0 см; Р = 3000 квт; 3 — данные работы [25];
4 — спектр реактора нулевой мощности.
87
88
Измерения проводили в следующей геометрии: расстояние между центром
активной зоны реактора и рассеивателем R
= 440 см; угол θ
0
= 90°; детектор, кроме
направления на рассеивающий образец, был окружен защитой, обеспечивающей
соотношение эффекта к фону не хуже 1:1.
Измеренные и вычисленные функции Ф
Б-2
(E) для пучка Б-2 и Ф
Б-3
(E) для пучка Б-3,
а также опорный спектр Ф
1
(E) реактора нулевой мощности приведены на рис. 3.5. Как
видно из этого рисунка, спектр нейтронов, выходящих из пучка Б-2, значительно
больше по абсолютной величине и несколько «мягче» в области энергий E < 3 МэВ.
Это объясняется конструктивными особенностями каналов Б-3 и Б-2 [23]. В канале Б-3
толщина отражателя из никеля равна 5 см,
а в канале Б-2 — 16 см, что и привело к
смягчению спектра, выходящих из пучка Б-2 нейтронов, в результате неупругого
рассеяния нейтронов на ядрах Ni. Экран из никеля не только смягчает проходящий
через него спектр нейтронов, но и ослабляет их общий поток. Однако, поскольку
канал
пучка нейтронов Б-2 имеет диаметр 25 см (видна практически вся активная зона
реактора), а Б-3 — 5 см (источником нейтронов является небольшая часть активной
зоны), распределение Ф
Б-2
(E) по абсолютной величине больше Ф
Б-3
(E). Небольшая
(примерно в два раза) разница в абсолютных значениях этих распределений при
E > 5 МэВ объясняется значительным ослаблением (~ 100 раз) потока нейтронов этих
энергий никелевым экраном.
Сравнение Ф
Б-2
(E) по форме при Е > 1 МэВ с данными работы [24], в которой эта
функция определена с помощью фотопластинок, показывает, что при E > 2 МэВ
совпадение хорошее, а при E < 1,5 МэВ результаты работы [24] занижены примерно на
30—50%.
Используя данные работы [25], можно оценить количество нейтронов с энергиями
ниже 0,1 МэВ в
распределении Ф
Б-2
(E). По данным работы [25], можно предположить,
что в области энергии < 0,1 МэВ находится около 10% полного потока нейтронов
первичного спектра пучка Б-3 и около 17% пучка Б-2 реактора БР-5.
Измерение спектров γ-излучения с помощью рассеивающего
образца
Этой методикой измеряли энергетическое распределение γ-излучения, выходящего
из канала Б-3 реактора БР-5. При измерении спектров γ-квантов образец должен быть
практически чистым комптоновским рассеивателем γ-квантов и иметь весьма малое
сечение захвата нейтронов. При угле θ
0
> 50° расшифровка полученных данных в
энергетический спектр первичного γ-излучения сильно затрудняется из-за сокращения
энергетической шкалы рассеянных γ-квантов согласно зависимости
.
)cos1(
511.0
1
0
,0
,0
θ
γ
γ
γ
−⋅+
=
E
E
E
(3.8)
При θ
0
> 70° расшифровку сделать уже практически невозможно из-за конечной
разрешающей способности спектрометра.
Для регистрации γ-квантов использовали кристалл стильбена диаметром 40 и высотой
40 мм. Рассеивателем служила пластинка из алюминия площадью S
0
= 30 см
2
и
88
89
толщиной 0,2 см, угол θ
0
= 33°.
Измеренное амплитудное распределение импульсов N(V,θ
0
) преобразовывали в
энергетическое согласно схеме, описанной в 2.4.
Предполагая, что на образце происходит только однократное рассеяние γ-квантов,
получаем энергетическое распределение γ-излучения первичного пучка канала Б-3 в
точке детектирования; согласно выражению (3.7) имеем
⎪
⎪
⎪
⎪
⎭
⎪
⎪
⎪
⎪
⎬
⎫
−+
=
∆Ω
Ω
∆
∆
⋅
=
.
)cos1(
511.0
1
,
)(
)(
)(
0
,,0
,,0
,
0,,0
,,0
,
2
0,
,,00
θ
ρθ
σ
θ
γ
γ
γ
γ
γ
γ
γ
γ
i
i
i
i
i
i
i
i
E
E
Eгде
E
d
d
E
E
rEФ
EФ
(3.9)
Здесь r — расстояние между рассеивателем и кристаллом стильбена, см;
)(
0,
θ
σ
γ
i
E
d
d
Ω
—дифференциальное сечение рассеяния, см
2
/(стер
⋅
электрон); ∆Ω —
телесный угол, под которым детектор «видит» рассеиватель, град;
ρ
— число
электронов в рассеивателе; Е
0,
γ
,i
— энергия γ-квантов первичного пучка, МэВ; i — i-я
энергетическая группа.
Сокращение энергетической шкалы примерно в четыре раза при θ
0
= 33° приводит к
некоторой неопределенности из-за конечной разрешающей способности спектрометра
в измеренном распределении при Е
γ
> 4 МэВ. Для проверки полученного
энергетического распределения Ф
0
(E
0,γ,i
) при Е
γ
> 4 МэВ была измерена эта функция с
помощью методики поглощающих фильтров. Толщина фильтра 65 г/см
2
СН
2
и
165 г/см
2
Pb. Фон измерялся увеличением толщины фильтра из свинца до 222 г/см
2
и
составлял не более 40% эффекта. Функцию Ф
0
`(E
0,γ,i
) вычисляли согласно выражению
),exp()()(
22
,,0,,00 PbPbCHCHii
ttEФEФ Σ+Σ⋅=
′
γγ
(3.10)
где Ф(Е
0,
γ
,i
) —энергетическое распределение γ-квантов после прохождения
поглощающего фильтра; Σ
CH2
, и Σ
Pb
- полные линейные коэффициенты ослабления γ-
квантов в полиэтилене и свинце соответственно.
Преобразование амплитудных распределений в энергетические осуществляли в
соответствии с методикой, изложенной в работе [26].Энергетические распределения
Ф
0
(E
0,γ,i
) и Ф
0
`(E
0,γ,i
) приведены на рис. 3.6. Мы видим, что обе функции неплохо
согласуются при Е
γ
< 4 МэВ. Расхождение в области энергий E
γ
> 4 МэВ обусловлено,
по-видимому, значительными неточностями, связанными с сокращением
энергетической шкалы спектрометра.
Анализ полученного энергетического распределения γ-излучения Ф
0
(E
0,γ,i
) из канала
Б-3 показывает, что оно состоит в основном из γ-квантов (нерассеянных и рассеянных),
возникающих при активации нейтронами Na
23
(теплоноситель) Е
γ
= 1,36 и 2,75 МэВ и
89
90
захватных фотонов из никеля (отражатель) E
γ
> 6 МэВ. Полный поток γ-квантов,
выходящих из канала Б-3 вместе расположения детектора (рассеивателя), отстоящего
от центра активной зоны на расстоянии R = 440 см., равен
.
)(
10)7.03()(
2
8
,,000
сексм
квант
dEEФF
i
−
⋅±==
∫
γ
γ
Мощность реактора Р = 3000 квт.
Рис. 3.6. Спектр γ-квантов, выходящих из канала Б-3; R = 440 см; Р=3000 квт;
1 — Ф
0
(E
γ,i
), полученный с помощью рассеивающего образца; 2 — Ф
0
(E
γ,i
) полученный с помощью
поглощающего фильтра из полиэтилена и свинца и вычисленный согласно выражению (3.10).
90