полному току в гомогенной камере, определяемому нейтронами, в следующем виде:

р - (٤х~~٤ТЬ(؛з~~٤з) لب٢ ج

Однако для заданного состава камер это отношение можно рассчитать как функцию энергии нейтронов, сравнивая экспе- риментальное значение (3 с расчетным, можно оценить среднюю энергию нейтронов, которыми облучаются камеры.

Применение ионизационных камер для дозиметрии нейтронов имеет ограничения, обусловленные неопределенностью средней энергии ионообразования № для тяжелых заряженных частиц низких энергий.

Тщательный анализ работ по исследованию величины' г (Б. м. Исаев с сотр.) показывает, что в области нейтронов низких энергий, под действием которых возникает значительное число тяжелых заряженных частиц с относительно небольшой скоростью, использование общепринятого значения № для расчета переданной энергии по ионизационному эффекту может привести к заметной погрешности.

§ 61. Применение пропорциональных счетчиков для дозиметрии быстрых нейтронов

Пропорциональный счетчик с постоянным коэффициентом га- зового усиления можно использовать для дозиметрии нейтронов, если измеряется сумма амплитуд импульсов, возникающих в счетчике, в этом случае результат измерения будет пропорцио- нален полной ионизации в газовом объеме счетчика за время измерения.

Херст, Ритчи и Миллс предложили применять счетчик с ткане- эквивалентными стенками и с тканеэквивалентным газом, к та- кому счетчику полностью применима теория Брэгга—грея. Иони- зация производится частицами вторичного излучения, возникаю- щими как в стенке счетчика, так и в газовом объеме. Газ и стенка имеют одинаковый атомный состав, поэтому к размерам газовой полости никаких особых требований не предъявляется.

Пусть при попадании I-й частицы в газовом объеме образует- ся ،7г٠ пар ионов. Если в газовый объем попадает N частиц, то столько же создается электрических импульсов. Число пар ионов, образующихся в единице объема, будет،7،بل/, где تجآ —объем газовой полости. Пусть ^ — средняя энергия ионообразования для [-и частицы, тогда в соответствии с принципом Брэгга—грея энергия, поглощаемая в единице объема стенки:

61.1) ..،/ااي7،±ع:٤ش

188

Так как стенка счетчика тканеэквивалентна, в ткани N	поглощенная доза
■ع’ةد٠٠’٠	(61.2)

Амплитуда электрического импульса, обусловленного ،'-й ча- стицей, будет

и٦=ак٩1,

(61.3)

где а — постоянный множитель, учитывающий размерность еди- ниц; к— коэффициент газового усиления. Из формул (61.2)

и (61.3)

Ртк = 61.4) ٠(سس٠عنق).

Полагая, что №،=№_ величина постоянная, получаем

<5'61) .'لالآ ا "٥

Таким образом, сумма амплитуд импульсов, возникающих В' тканеэквивалентном пропорциональном счетчике, однозначно опре- деляет поглощенную дозу в ткани. При облучении смешанным потоком у- и нейтронного излучения ٥тк равна суммарной по- глоненной дозе нейтронов и квантов. Под действием нейтронов, основной вклад в ионизацию вносится протонами отдачи. При облучении у-квантами ионизация обусловлена электронами. Ли нейная плотность ионизации для электронов значительно меньше, чем для протонов, поэтому импульсы, обусловленные электро- нами, должны иметь меньшую амплитуду, чем импульсы, обус- ловленные протонами. Это обстоятельство позволяет отсекать импульсы, обусловленные электронами, и измерять только им- пульсы, вызванные протонами. Таким образом, представляется возможным измерять нейтронную дозу на фоне ^-излучения.

Работа пропорционального счетчика может быть охаракте- ризована кривой интегрального спектра импульсов (рис. 57). По оси абсцисс отложен уровень дискриминации в, по оси ор- динат — число импульсов, имеющих амплитуду больше, чем в. Во соответствует порогу дискриминации, выше которого им- пульсы от - квантов не регистрируются. Площадь под интеграль- ной кривой пропорциональна поглощенной дозе. Из рисунка ]ВИДНО, что при установлении определенного порога дискрими- нации отсекаются не только импульсы, обусловленные - квантами, но и часть импульсов, обусловленных нейтронами (заштрихо- ванная область). Наблюдается подпороговая потеря ионизации,

1.89*

Рис. 57. Интегральный спектр импульсов

в пропорциональном счетчике

*которая вносит погрешность в измеренное значение поглощен­ной дозы нейтронов. Погрешность определяется отношением за- ؛штрихованной части к полной площади под интегральной кривой для нейтронов. Подпороговые потери обусловлены двумя обстоя­тельствами:

1. под действием нейтронов образуются протоны, обладаю­щие энергиями от нулевой до максимальной; протоны низких энергий могут создать импульсы, величина которых ниже уста­новленного порога дискриминации;

2. протоны в газовом объеме проходят по различным на­правлениям, поэтому некоторые протоны, имеющие энергию боль­ше Во, теряют лишь незначительную часть своей энергии в пре- ١делах газового объема. Эти протоны также могут создать им­пульсы, величина которых лежит ниже уровня дискриминации.

Херст указывает, что практически следует считаться лишь с потерями, обусловленными первой причиной. Оценку подпо­роговых потерь в этом случае можно произвести следующим образом.

Энергия протона отдачи, вылетающего под углом 0 к на­правлению движения нейтрона: £=£_ocos²0, где £٠— максималь­ная энергия протона, равная энергии нейтрона. Пусть &(E)dE— ؟вероятность того, что вылетающий протон имеет энергию в пре­делах от £ до £+،/£, а ^٥(0)٥0— вероятность того, что протон ٢вылетит в пределах угла от 0 до 0-{-٥0. Очевидно, &(E)dE= =—^(0)٥0, или ^(0)==—&(E)dEIdQ. При упругом рассеянии протоны отдачи равновероятно могут обладать любой энергией — от 0 до £о, поэтому ^(£) = 1/£₀; учитывая, что dE/dQ= ——£_o²sin0cos0, получаем ^(0) =2 sin 0 cos 0.

Вероятность того, что протон вылетит в пределах угла от ،0 до 0: ٥

١ = (٠ » 2 sin 6 cos 0d0 = sin² 0.

؛Вероятность того, что протон вылетит под углом, большим 0: д> (> 0) = 1 —sin² 0=cos² 0. (61.6)

Пусть уровень дискриминации В соответствует энергии про­тонов, летящих под углом 0и

B=£٠cos²0i٠ (61.7)

190؛

Из N_p образованных протонов в соответствии с соотношением (61.6) N_p cos² 0i протонов вылетят под углами, большими 0i۶ и будут обладать энергией меньше В. Число незарегистрирован؛ ных протонов, следовательно, равно

N_p cos² Qi=N_pB/Eo٠ (61.8>

Средняя энергия этих протонов В/ 2, и нерегистрируемая по­глощенная энергия оказывается равной Л٢_рВ²٨2£о٠ Полная погло­щенная энергия равна Л۶£؛о/2. Отсюда относительная погреш­ность, обусловленная подпороговыми потерями, равна (В/£₀)²٠ Погрешность оказывается небольшой, если В значительно мень­ше Eq. В действительности небольшой уровень дискриминации можно использовать лишь при малом ٦?-фоне. При достаточно большой интенсивности у-излучения импульсы от электронов мо­гут накладываться друг на друга, создавая импульсы большой؛ амплитуды. В этом случае необходимо увеличить порог дискри­минации, и погрешность возрастет. При большом пороге дис­криминации следует также учитывать подпороговые потери, обус­ловленные разными траекториями протонов в счетчике.

Пропорциональный счетчик можно проградуировать по а-из- лучению источника известной активности, помещенного непо­средственно в газовый объем. На рис. 57 показан интегральный спектр импульсов от а٠частиц ²³⁹Pu٠ С небольшим разбросом энергия а-частиц равна 5,14 МэВ. Эту энергию можно приписать положению максимума, получающемуся при дифференцировании интегральной кривой. По известной активности источника можно* определить полную энергию, выделяющуюся в газовом объеме, а следовательно, полную ионизацию, которая приравнивается к площади под интегральной кривой. Таким образом определяется цена единицы площади под интегральной кривой в приборном спектре.

Погрешность в результате подпороговых потерь в пропорцио­нальном счетчике можно существенно уменьшить, если импульсы*, обусловленные у-квантами, не отсекать, а направить по другому каналу. На этом принципе был предложен дозиметр смешан­ного излучения, который может измерять как суммарную по­глощенную дозу излучения, так и эквивалентную дозу (В. И. Ива­нов).

В каждом канале, протонном и электронном, с помощью элек­тронных устройств амплитуда импульса преобразуется в дли­тельность, так что на выходе возникает число стандартных импульсов, пропорциональное сумме амплитуд импульсов вход­ных сигналов. Следовательно, простое суммирование числа вы­ходных импульсов определяет дозу излучения. Кроме того, можно установить такой масштаб перехода от амплитуды к длитель­ности, что в расчете на одинаковую поглощенную дозу число выходных импульсов в протонном канале будет в к раз больше„ чем в электронном. Если к принять равным коэффициенту ка-

19fe