конспект по экспериментальной реакторной физике 4 курс. котов консп. Лекция 1 введение. Задачи нейтроннофизических экспериментов на реакторах и критических сборках
 Скачать 2.47 Mb.
|
Рассмотрим эффективность камеры на твёрдом боре – карбиде бора. Слой должен быть намного больше пробега ядер в веществе. Определим какая доля частиц, образованных в реакции, выходит из пластины и попадает в детектор, а какая не выходит. Для этого изображаем пластинку, выделяем в ней слой dx, пробег R и угол ϑ. cos ϑ = x/R Телесный угол конуса ω = 2π (1 - cos ϑ) Тогда доля частиц, летящих в телесный угол: (2π (1 - cos ϑ))/4π = ½(1 - cos ϑ) = ½(1 - x/R) где 4π – полный телесный угол. Если не учитывать ослабление пучка, эффективность можно записать в виде: ε = ∫ 𝑛𝜎𝑑𝑥 ∗ ½(1 − 𝑥/𝑅) 𝑅 0 = nσR/4 Необходимо учесть тот факт, что образуется 2 частицы в реакции. Поэтому эффективность: ε = ¼ nσ(R He + R Li ) R He + R Li = 1,8 мг/см 2 = 1,25 см воздуха Оценим численное значение «на коленке»: ε = ¼ 𝑛σ 𝜌 (R He + R Li ) = ¼ σ 𝑀 (R He + R Li ) M = (4*10,8 + 12)/4 = 13,8 а.е.м. – B 4 C *плотность заменяем на M, т.к. рассматриваем массу на 1 атом бора. ε = ¼ 600∗10 −24 13,8∗1,67∗10 −24 1,8* 10 −3 = 0,0117 = 1% Т.е. эффективность камеры с твёрдым слоем вещества – всего 1%. Часто чтобы повысить эффективность используют комбинацию газового детектора и покрытия электродов карбидом бора. Поговорим про зависимость эффективности от энергии нейтронов: ε = f(E n ) Очевидно, что с ростом энергии эффективность регистрации будет уменьшаться. Для нейтронов высоких энергий есть один плюс: можно не учитывать ослабление пучка. Если E n = 10 кэВ, то ε = (1/500) ε тепловых Это не приговор этим счётчикам, быстрые нейтроны можно регистрировать. Чтобы использовать борсодержащие счетчики для регистрации быстрых нейтронов можно окружить их слоем парафина, либо поставить экран – кадмий. Тогда можно регистрировать быстрые нейтроны. Помимо этого, можно использовать сцинтилляционные детекторы. Сцинтилляционные детекторы Сцинтилляционные детекторы: рабочее вещество ZnS(Ag) + B 2 O 3 , бор должен быть обогащён 10 B. С точки зрения физики это некоторый грануллированный порошок, запрессованный в капсулу. α образуются на боре и светятся на крупинках сцинтиллятора ZnS(Ag). В среднем α может пройти 4-6 зёрен порошка, пока не поглотится. Рассмотрим реакции на Li и He. 6 3 Li: n + 6 3 Li → 4 2 He + 3 1 H, Q = 4,78 МэВ – реакция экзотермическая Сечение реакции изменяется по похожему закону: σ 1/E n 1/2 Сечение в 10 раз меньше, чем на боре: σ = 11,5E -1/2 на 1 атом лития. Из возможных минусов: газового состояния 6 3 Li нет – газовых детекторов нет. Слоем лития покрывают электроды, эффективность лития в 2 раза меньше карбида бора. Существуют и сцинтилляционные детекторы на литии – кристаллы LiI(Eu), легируют их для повышения конверсионной эффективности регистрации. Кристалл имеет размер 20-30 мм в диаметре, высота может достигать 2-30 мм – цилиндр. Можно получить высокую эффективность за счёт большой толщины вещества. В реальности частицы могут оставаться в слое, но регистрация в сцинтилляторе основана на высвечивании, поэтому частицы могут высвечивать по всему объёму. 3 2 He: n + 3 2 He → 1 1 H + 3 1 H, Q = 0,76 МэВ Гелий – газ, им можно заполнять газовые счётчики. Сечение для тепловых нейтронов составляет 5000 барн, что приводит к хорошей эффективности, закон σ 1/E n 1/2 также работает, поэтому для больших энергий эффективность регистрации уменьшается. Камеры деления Представляют собой газовые ионизационные камеры. Принципиальное отличие – в составе этих камер. Их электроды покрыты тонким слоем делящегося под действием нейтронов вещества. Для регистрации используется деление тяжёлых ядер. При делении образуется 2 осколка суммарной энергией от 150 до 170 МэВ. Осколки попадают в камеру, вызывают ионизацию, возникает импульс тока. В данном случае, ионизационный эффект вызван осколками деления, которые попадают в объём камеры после деления. Поскольку энергия большая, импульс тока большой – не нужны мощные усилители, упрощается схема регистрации. Соответственно, измеряя ток, можно получить плотность потока нейтронов. Реакции деления могут идти под действием нейтронов любых энергий (энергия деления почти не зависит от энергии нейтронов). Соответственно на камерах деления не получится определить энергию нейтронов. Очевидный плюс: большой сигнал. Кроме осколков деления могут образовываться γ, α - фоновые частицы (шумовые импульсы). Но: импульс тока от осколков деления значительно превышает импульс тока от γ и α => используя дискриминатор, можно легко отсечь эти импульсы от γ и α. Дискриминатор – устройство, обрезающее импульсы ниже какого-либо порога (например, шумовые импульсы). Благодаря этой особенности отрезания импульсов, камеры деления почти бесфоновые. Минус: невозможность определения энергии нейтронов. Лекция №5: Эффективность регистрации камеры деления (КД). Устройства для регистрации заряженных частиц и гамма-квантов. Эффективность регистрации камер деления (КД) Если слой делящегося вещества тонкий, то эффективность регистрации можно записать ε = 𝑛 ∙ σ ∙ 𝑥. Если слой делящегося вещества НЕ тонкий (толстый), то ε = 1 2 ∙ 𝑛 ∙ σ ∙ 𝑅, где 𝑅 – средний пробег заряженной частицы в веществе. Например, для урана: 1 2 ∙ 𝑛 ∙ 𝑅 ≅ 10 19 см –2 ; ε = 10 19 ∙ 10 −24 ∙ σ. Для естественного урана – σ = σ дел = 4 бн, тогда ε = 4 ∙ 10 −5 Гораздо меньше эффективность камеры на борном счётчике. Для увеличения коэффициента эффективности электроды КД покрывают обогащённым ураном, но при этом необходимо избегать самопоглощения. Камеры деления (КД): • высокочувствительные: от 1 до 10 5 см –2 ·с –1 ; • среднечувствительные: от 10 5 до 10 10 см –2 ·с –1 ; • низкочувствительные: от 10 10 до 10 15 см –2 ·с –1 Камеры деления работают в токовом (низкочувствительные) и в импульсном режимах (высоко- и среднечувствительные). При работе в токовом режиме измеряется средний ток, при работе в импульсном – измеряется импульс тока. Для регистрации тепловых нейтронов используют КД с напылением 235 U, но уран не совсем чистый – 0,7% 238 U. Для регистрации быстрых нейтронов (𝐸 𝑛 > 25 МэВ) используют покрытие электродов висмутом, т.к. быстрые нейтроны вызывают реакцию деления висмута. КД можно использовать для оценки границы спектра по энергии нейтронов, т.е. узнать граничную энергию деления. Некоторые устройства для регистрации заряженных частиц и гамма- квантов 1. Газовые ионизационные детекторы (ИК) Под действием напряжения 𝑈 0 частицы дрейфуют к электродам. Частицы ионизируют газ, в результате чего образуются электроны/ионы. Разность потенциалов приводит к появлению импульса тока. Ⅰ – омический участок Ток растёт с ростом напряжения. Не все ионы/электроны достигают электродов. Возникает рекомбинация. Эта область практически не используется в ИК. Ⅱ – режим насыщения Все образованные частицы достигают электродов. Ток пропорционален ионизации. Измерив силу тока, можно определить суммарную энергию частиц, попавших в ИК. В этой области можно работать и в токовом, и в импульсном режимах. При большой плотности частиц работают в токовом режиме, т.к. импульсы сливаются и регистрируется средний ток, который пропорционален среднему энерговыделению. В импульсном – регистрируются импульсы от каждой частицы. Ⅲ – область с газовым усилением При повышении напряжения электроны, образованные вследствие ионизации, движутся к электродам и сами производят ионизацию, в результате чего возрастает ионизационный эффект. Это область работы пропорциональных счётчиков. Нужны менее чувствительные усилители, т.к. сигнал уже большой. Сами детекторы чувствительны, схема регистрации более простая. Эта область может быть использована для измерения дозы облучения, т.к. сигнал пропорционален энергии, отдаваемой внутри счётчика. Ⅳ – область газового разряда Область работы простейших счётчиков (например, Гейгера-Мюллера). Ионизация влечёт за собой ионизацию – электронная лавина и пробой как следствие. Т.е. детектор только считает частицы (импульсы), другая информация отсутствует. 2. Сцинтилляционные детекторы При попадании ионизирующего излучения на сцинтиллятор, тот начинает светиться. Свет попадает на фотоэлектронный умножитель (ФЭУ), который преобразует электроны (фотоэффект) и многократно умножает. С помощью регистрирующей схемы происходит регистрация импульса тока или падения напряжения на резисторе. Амплитуда сигнала сцинтилляционного детектора пропорциональна энергии, которую частица оставила в веществе сцинтиллятора. 3. Полупроводниковые детекторы (ППД) В самом простом виде ППД является p-n переходом. ППД является аналогом газового детектора, НО вместо газа используется твёрдое вещество (p-n переход). При попадании частицы в чувствительную область p-n перехода возникает импульс. Преимущества: • На образование электрон-дырочной пары тратится энергия ≈ 3 эВ (в газах – 30 эВ); • При использовании ППД можно увеличить число пар и снизить шумовые сигналы, а также увеличить эффективность регистрации и чувствительность прибора. Недостатки: • Значительно дороже газовых детекторов • Особые условия: германиевые и кремниевые детекторы требуют для конкретной работы температуру жидкого азота (сложная технологическая задача). Пропорциональный водородосодержащий счётчик для регистрации быстрых и промежуточных нейтронов Внешний вид: Часто это сфера или полый цилиндр, цилиндр с полусферическими концами. Внутреннюю часть заполняют водородом или водородосодержащим газом (метан, этан и т.д.). Для увеличения коэффициента газового усиления возможно добавление аргона или криптона (благородные газа). Внешняя поверхность цилиндра покрывается фольгой, т.е. это катод. Анод можно выполнить из вольфрама или молибдена, часто изготавливают из константана (сплав меди, никеля и марганца). Анад находится под напряжением, обычно 2,5-3 кВ (достаточно высокое). Нейтроны, попадая внутрь такого счётчика, упруго рассеиваются на водороде, в результате образуются протоны. Протоны вызывают ионизацию, что приводит к возникновению импульса тока. Тем не менее источники нейтронов часто испускают ещё и гамма-кванты. Гамма-кванты взаимодействуют со стенками счётчика, при этом рождая электроны, которые могут давать ионизацию и шумовые импульсы, от которых необходимо избавляться. Энергия 𝑬, МэВ Пробеги в воздухе, мг/см 2 Протоны Электроны 1 2,98 491 2 9,15 1084 5 44 2720 10 148 5118 Рассмотрим стандартный размер детектора: диаметр – 3 см; давление – 3 атм.; энергия протонов 𝐸 𝑝 – 2 МэВ. Пробег электронов гораздо больше пробега протонов, поэтому протоны остаются в детекторе (тормозятся), а электроны выходят за его пределы. Следовательно, при регистрации протонов с 𝐸 𝑝 = 2 МэВ присутствует малое количество шумовых импульсов от электронов. Сцинтилляционные детекторы с органическими кристаллами для регистрации быстрых нейтронов Органические кристаллы: • антроцен – C 4 H 10 ; • стербен – C 14 H 12 Средняя плотность кристалла около 1,2 г/см 3 . Благодаря такой повышенной плотности возрастает эффективность регистрации. При попадании нейтрона на кристалл происходит упругое рассеяние на углероде и водороде. В результате возникают ядра отдачи и протоны. Число образовавшихся протонов: 𝑁 𝑝 = φ ∙ S ∙ [1 − 𝑒 −(Σ C +Σ H )∙ℎ ] ∙ Σ H Σ C +Σ H , где φ – поток; S – поперечное сечение кристалла; ℎ – длина кристалла. Отдельные элементы уравнения: 1) Полное число взаимодействий в детекторе: φ ∙ S ∙ [1 − 𝑒 −(Σ C +Σ H )∙ℎ ]; 2) Число нейтронов, попавших на детектор в единицу времени: φ ∙ S; 3) Вероятность взаимодействия в детекторе: 1 − 𝑒 −(Σ C +Σ H )∙ℎ ; 4) Уменьшение потока нейтронов за счёт рассеяния на углероде: Σ H Σ C +Σ H В первом приближении рассеянием на углероде можно пренебречь, тогда число протонов записывается в упрощённом виде: 𝑁 𝑝 = φ ∙ S ∙ [1 − 𝑒 −Σ H ∙ℎ ], где обозначим вероятность провзаимодействовать как ε = [1 − 𝑒 −Σ H ∙ℎ ]. При рассеянии нейтронов на водороде энергия может быть любой от 0 до 𝐸 𝑛 Можно попасть в любой интервал (например, в 𝑑𝐸 𝑝 ). Красной линией указано возможное распределение, которое получается из-за влияния шумов. Если продифференцировать протонный спектр по энергии, то можно определить число нейтронов или их спектр через детектор: 𝑑𝑁 𝑝 = 𝑁 𝑛 ∙ ε ∙ 𝑑𝐸 𝑝 𝐸 𝑛 , где 𝑑𝐸 𝑝 𝐸 𝑛 – вероятность попасть в интервал 𝑑𝐸 𝑝 Число нейтронов, попавших на детектор с энергией 𝐸 𝑛 : 𝑁 𝑛 = 𝐸 𝑛 ε ∙ 𝑑𝑁 𝑝 𝑑𝐸 𝑝 Полупроводниковый детектор (ППД) для регистрации нейтронов Преимущества: • Твердое вещество (высокая плотность, высокая эффективность регистрации); • Хорошее разрешение по энергии, т.е. можно легко разделять близко лежащие энергии. Чувствительный объём p-n перехода обычно покрывают конвертерами – гелий, литий, водород. Следовательно, нейтроны взаимодействуют с конверторами и образуют заряженные частицы, которые можно зарегистрировать и связать с энергией нейтронов 𝐸 𝑛 Чувствительный объём имеет толщину в микронах, в нём регистрируются образованные заряженные частицы, при этом почти не регистрируются электроны от сопутствующего излучения. Таким образом, в ППД малые шумы от электронов и гамма-квантов. Эффективность регистрации быстрых нейтронов такими детекторами около 1%, а тепловых – примерно 10% (что очень хорошо). Детекторы, основанные на замедлении нейтронов В качестве рабочего вещества используют парафин, спрессованный полиэтиленовый блок. В этом веществе нейтроны замедляются до тепловой энергии, после чего происходит их регистрация. Поток тепловых нейтронов после прохождения блока: Нейтроны с различной начальной энергией создают различные пики (в разных местах) в тепловом распределении. Следовательно, необходимо использовать детекторы, регистрирующие нейтроны по всей длине замедлителя. Поскольку максимум потока зависит от энергии нейтронов, то детектор должен иметь эффективный центр, положение которого также зависит от энергии. 𝑟 – расстояние от источника S до торца детектора; 𝑎 – эффективный центр. Тогда скорость счёта: 𝑁 = η ∙ ℱ 4∙π∙(𝑟+𝑎) 2 , где η – эффективность регистрации; ℱ – число нейтронов, испущенных в единицу времени. В разных экспериментах измеряют скорость счёта при различных расстояниях от источника до торца детектора, а затем строят зависимость: 1 𝑁 = 4∙π∙(𝑟+𝑎) 2 η∙ℱ ; 1 √𝑁 = √ 4∙π η∙ℱ ∙ (𝑟 + 𝑎). Т.е. 1 √𝑁 – линейная функция от 𝑟. Далее строится график, по которому определяется положение эффективного центра. Положение эффективного центра зависит от энергии нейтронов. 𝑬 𝟎 , МэВ 0,1 0,5 1 2 5 14 𝒂, см 1,5 2,5 3 4 6,5 12 Такие детекторы можно использовать, НО необходимо определять координату эффективного центра, т.к. максимум потока нейтронов зависит от их энергии. Необходимо также учесть, что чувствительность детектора может зависеть от направления движения нейтронов. Поэтому замедлитель часто выполняют в форме шара, в центр которого помещается детектор. Для повышения эффективности регистрации промежуточных нейтронов замедлитель выполняют малого диаметра. Следовательно, можно регистрировать тепловые и промежуточные нейтроны. Лекция №6: Активационный метод регистрации Используются ядерные реакции, в результате которых образуются радиоактивные ядра. В дальнейшем измеряется активность облучённого детектора (газовые камеры, сцинтилляционные и полупроводниковые детекторы). Число взаимодействий в единицу времени на 1 ядро: ∫ 𝜑(𝐸)𝜎(𝐸)𝑑𝐸 = 𝑞, где 𝜑(𝐸) – поток нейтронов с энергией E; 𝜎(𝐸) – сечение взаимодействия нейтронов с ядрами; q – активационный интеграл (должен быть определён) Если мы знаем среднее сечение 𝜎(𝐸) ̅̅̅̅̅̅̅, то: ∫ 𝜑(𝐸)𝜎(𝐸)𝑑𝐸 = 𝜑̅𝜎(𝐸) ̅̅̅̅̅̅̅, где 𝜑̅ – полный поток. Рассмотрим детектор, прозрачный для нейтронов (поток нейтронов не ослабляется) - Σd<<1; число взаимодействий нейтронов с ядрами много меньше числа ядер детектора: Зависимость числа р/а ядер от времени: 𝑑𝑁 𝑑𝑡 = 𝑞𝑛 0 − 𝜆𝑁, где 𝑞 – число взаимодействий/скорость реакции/активационный интеграл; 𝑛 0 – концентрация ядер детектора; 𝜆𝑁 – число распадов в единицу времени; 𝜆𝑁 – постоянная распада. Начальные условия: N(0)=0 𝑑𝑁 𝑑𝑡 + 𝜆𝑁 = 𝑞𝑛 0 ; 𝑁 = 𝐶 ∗ 𝑒 −𝜆𝑡 + 𝑞𝑛 0 𝜆 , Н.У.: 𝐶 + 𝑞𝑛 0 𝜆 = 0 → 𝐶 = − 𝑞𝑛 0 𝜆 ; 𝑁 = 𝑞𝑛 0 𝜆 (1 − 𝑒 −𝜆𝑡 ) − изменение числа р/а ядер со временем, пока детектор облучается потоком нейтронов. В соответствии с этим активность: 𝐴 = 𝑁𝜆 = 𝑞𝑛 0 (1 − 𝑒 −𝜆𝑡 0 , ) Если же детектор не тонкий, необходим поправочный множитель на толщину детектора: 𝐾 𝑑 = 𝛴𝑑 1 − 𝑒 −𝛴𝑑 , где 1 − 𝑒 −𝛴𝑑 – число взаимодействий в нетонком детекторе. 𝚺𝐝 <<1 0,1 0,2 0,5 1 2 5 𝐊 𝐝 1 1,053 1,105 1,272 1,582 2,312 5,04 Активность нетонкого детектора: 𝐴 = 𝑞𝑛 0 (1−𝑒 −𝜆𝑡0 ) 𝐾 𝑑 Так как активность измеряется не сразу после облучения, в неё вводится поправочный множитель: 𝐴 = 𝑞𝑛 0 (1−𝑒 −𝜆𝑡0 ) 𝐾 𝑑 ∗ 𝑒 −𝜆𝑡 выдержки , где 𝑡 выдержки – время от окончания облучения до начала измерений. Измерив активность облучённого детектора и зная 𝑛 0 и 𝑡 0 , можно вычислить q, а зная q и среднее сечение взаимодействия 𝜎(𝐸) ̅̅̅̅̅̅̅, можно получить поток нейтронов и флюенс нейтронов. При малом времени облучения: 𝐴 = 𝑞𝑛 0 𝐾 𝑑 𝜆𝑡 0 = 𝜆𝑛 0 𝐾 𝑑 ∫ 𝜑(𝐸)𝑡 0 𝜎(𝐸)𝑑𝐸 = = 𝜆𝑛 0 𝐾 𝑑 ∫ 𝐼 ∗ 𝜎(𝐸)𝑑𝐸 = 𝜆𝑛 0 𝐾 𝑑 𝑞̃, где 𝐼 − флюенс. В активационном методе «детектор» - в-во, становящееся р/а в нейтронном поле (часто выполнены в форме дисков, таблеток или проволоки). |