- •Глава 1
- •1.2 Характеристики ядерного распада
- •1.2.1 Процессы ядерного распада. Общие сведения
- •1.2.2 Альфа-распад
- •1.2.3 Бета-распад
- •1.3 Образование рентгеновского излучения
- •1.3.1 Модель атома Бора
- •1.3.2 Процессы образования рентгеновского излучения
- •1.4.1 Типичные спектры
- •1.4.2 Основные характеристики гамма-излучения, используемые для анализа ядерных материалов
- •1.4.3 Гамма-излучение продуктов деления
- •1.4.4 Радиационный фон
- •1.5.1 Тормозное излучение
- •Глава 2
- •2.1 Введение
- •2.2 Экспоненциальное ослабление
- •2.2.1 Основной закон ослабления гамма-излучения
- •2.2.2 Массовый коэффициент ослабления
- •2.3 Процессы взаимодействия
- •2.3.1 Фотоэлектрическое поглощение
- •2.3.2 Комптоновское рассеяние
- •2.3.3 Образование пар
- •2.3.4 Полный массовый коэффициент ослабления
- •2.4 Фильтры
- •2.5 Защита
- •Глава 3
- •3.1 Введение
- •3.2 Типы детекторов
- •3.2.1 Газонаполненные детекторы
- •3.2.2 Сцинтилляционные детекторы
- •3.2.3 Твердотельные детекторы
- •3.3 Характеристики регистрируемых спектров
- •3.3.1 Общий отклик детектора
- •3.3.2 Спектральные характеристики
- •3.3.3 Разрешение детектора
- •3.3.4 Эффективность детектора
- •3.4 Выбор детектора
- •Глава 4
- •4.1 Введение
- •4.2 Выбор детектора
- •4.3 Высоковольтные источники напряжения смещения
- •4.4 Предусилитель
- •4.5 Усилитель
- •4.5.1 Схема "полюс-ноль"
- •4.5.2 Цепь восстановления базового уровня
- •4.5.3 Цепь режекции наложений
- •4.5.4 Усовершенствование схемы усилителей
- •4.6 Одноканальный анализатор
- •4.8 Многоканальный анализатор
- •4.8.1 Аналого-цифровой преобразователь
- •4.8.2 Стабилизаторы спектра
- •4.8.3 Память многоканального анализатора, дисплей и анализ данных
- •4.9 Вспомогательное электронное оборудование
- •4.10 Заключительные замечания
- •Глава 5
- •5.1 Энергетическая градуировка и определение положения пика
- •5.1.1 Введение
- •5.1.2 Линейная энергетическая градуировка
- •5.1.3 Определение положения пика (центроиды)
- •5.1.4 Визуальное определение положения пика
- •5.1.5 Графическое определение положения пика
- •5.1.6 Определение положения пика методом первых моментов
- •5.1.7 Определение положения пика с помощью метода пяти каналов
- •5.1.8 Определение положения пика с помощью подгонки линеаризованной функцией Гаусса
- •5.1.9 Определение положения пика с использованием подгонки параболаризованной функцией Гаусса
- •5.1.10 Определение положения пика с помощью сложных программ подгонки спектра
- •5.2 Измерения разрешения детектора
- •5.2.1 Введение
- •5.2.3 Графическое определение ширины пика
- •5.2.4 Определение ширины пика с помощью аналитической интерполяции
- •5.2.5 Определение ширины пика с помощью метода вторых моментов
- •5.2.6 Определение ширины пика с помощью подгонки линеаризованной функцией Гаусса
- •5.2.7 Определение ширины пика с помощью подгонки параболаризованной функцией Гаусса
- •5.3 Определение площади пика полного поглощения
- •5.3.1 Введение
- •5.3.2 Выбор рассматриваемых областей
- •5.3.3 Вычитание линейного комптоновского фона
- •5.3.4 Вычитание сглаженной ступеньки комптоновского фона
- •5.3.5 Вычитание комптоновского фона при использовании единственной рассматриваемой области фона
- •5.3.6 Вычитание комптоновского фона с помощью процедуры двух стандартных образцов
- •5.3.7 Использование сумм числа отсчетов в рассматриваемых областях для измерения площадей пиков
- •5.3.8 Использование простых подгонок функцией Гаусса для измерения площади пика
- •5.3.9 Использование известных параметров формы для измерения площадей пиков в мультиплетах
- •5.3.10 Использование сложных вычислительных программ для измерения площади пика
- •5.4.1 Введение
- •5.4.2 Зависимость просчетов от входной загрузки
- •5.4.3 Пропускная способность спектрометрических систем
- •5.4.4 Методы введения поправок. Общие замечания
- •5.4.6 Введение поправок на мертвое время и наложения импульсов с помощью генератора импульсов
- •5.4.7 Метод образцового источника для введения поправок на мертвое время и наложения
- •5.5 Эффекты закона обратного квадрата
- •5.6 Измерения эффективности детектора
- •5.6.1 Абсолютная эффективность регистрации пика полного поглощения
- •5.6.2 Собственная эффективность регистрации пика полного поглощения энергии
- •5.6.3 Относительная эффективность
- •5.6.5 Эффективность в зависимости от энергии и положения
- •Глава 6
- •6.1 Введение
- •6.2 Процедуры
- •6.2.1 Предварительные замечания
- •6.2.2 Общее описание процедуры анализа
- •6.2.3 Необходимые требования при определении коэффициента поправки на самоослабление
- •6.2.4 Методы определения линейного коэффициента ослабления образца
- •6.3 Формальное определение коэффициента поправки на самоослабление
- •6.3.1 Общее определение
- •6.3.2 Удобные типовые формы образцов
- •6.4 Основные параметры коэффициента поправки на самоослабление
- •6.5 Аналитические зависимости для коэффициента поправки на самоослабление в дальней геометрии
- •6.5.1 Образцы в форме пластины
- •6.5.2 Цилиндрические образцы
- •6.5.3 Образцы сферической формы
- •6.6 Численные расчеты для ближней геометрии
- •6.6.1 Общие положения
- •6.6.2 Одномерная модель
- •6.6.3 Двухмерная модель
- •6.6.4 Трехмерная модель
- •6.6.5 Приближенные формулы и интерполяция
- •6.6.6 Влияние абсолютной и относительной погрешностей при расчете коэффициента поправки на самоослабление
- •6.6.7 Точность определения коэффициента поправки на самоослабление и полной скорректированной скорости счета
- •6.9 Примеры анализа
- •6.9.2 Интерполяция и экстраполяция коэффициента пропускания излучения
- •6.9.4 Анализ раствора плутония-239 в ближней геометрии
- •6.9.5 Сегментное сканирование с поправкой на пропускание излучения
- •7.3.2 Двухкомпонентная задача (уран и материал матрицы)
- •7.4 Методики анализа по отношению пиков
- •7.6 Измерения обогащения по нейтронному излучению
- •7.7 Поправки на ослабление в стенках контейнера
- •7.7.1 Прямое измерение толщины стенки
- •7.8.1 Измерение концентрации
- •7.8.2 Соотношение компонентов в смешанном оксидном топливе
- •8.2 Основные сведения
- •8.2.1 Характеристики распада изотопов плутония
- •8.2.2 Характеристики распада изотопа 241Pu
- •8.2.3 Определение концентрации изотопа 242Pu
- •8.2.4 Спектральная интерференция
- •8.2.5 Практическое применение измерений изотопного состава плутония
- •8.3 Спектральные области, используемые для изотопных измерений
- •8.3.1 Область энергии 40 кэВ
- •8.3.2 Область энергии 100 кэВ
- •8.3.3 Область энергии 125 кэВ
- •8.3.4 Область энергии 148 кэВ
- •8.3.5 Область энергии 160 кэВ
- •8.3.6 Область энергии 208 кэВ
- •8.3.7 Область энергии 332 кэВ
- •8.3.8 Область энергии 375 кэВ
- •8.3.9 Область энергии 640 кэВ
- •8.4 Основы измерений
- •8.4.1 Измерение изотопных отношений
- •8.4.2 Измерение абсолютной массы изотопа
- •8.4.3 Изотопная корреляция 242Pu
- •8.5 Получение данных
- •8.5.1 Электроника
- •8.5.2 Детекторы
- •8.5.3 Фильтры
- •8.5.4 Скорость счета и геометрия образец/детектор
- •8.5.5 Время измерения
- •8.6.1 Суммирование по рассматриваемой области
- •8.6.2 Подгонка пика
- •8.6.3 Анализ по функции соответствия
- •8.7 Приборное оснащение
- •8.7.1 Компания Рокуэлл-Хэнфорд
- •8.7.2 Лос-Аламосская национальная лаборатория
- •8.7.3 Установка Маундской лаборатории
- •8.7.5 Обзор погрешностей измерений
- •Глава 9
- •9.1 Введение
- •9.2 Моноэнергетическая плотнометрия
- •9.2.1 Измерение концентрации и толщины
- •9.2.2 Точность измерений
- •9.3 Многоэнергетическая плотнометрия
- •9.3.1 Анализ двухэнергетического случая
- •9.3.2 Точность измерения
- •9.3.3 Распространение на случай большего числа значений энергий
- •9.4 Плотнометрия по краю поглощения
- •9.4.1 Описание методики измерений
- •9.4.2 Точность измерения
- •9.4.3 Чувствительность измерения
- •9.4.4 Эффекты матрицы
- •9.4.5 Выбор методики измерений
- •9.4.6 Источники излучения
- •9.5 Моноэнергетические плотномеры
- •9.6 Двухэнергетические плотномеры
- •9.7 Плотномеры по краю поглощения
- •Глава 10
- •10.1 Введение
- •10.2 Теория
- •10.2.1 Образование рентгеновского излучения
- •10.2.2 Выход флюоресценции
- •10.2.3 Пропускание фотонов
- •10.2.4 Геометрия измерений
- •10.3 Типы источников
- •10.4 Поправка на ослабление в образце
- •10.4.1 Эффекты ослабления в образце
- •10.4.2 Основное уравнение анализа
- •10.4.3 Методы поправки на ослабление
- •10.5 Области применения и аппаратура
- •Глава 11
- •11.1 Введение
- •11.2 Спонтанное и вынужденное деление ядер
- •11.3 Нейтроны и гамма-кванты деления
- •11.5 Нейтроны других ядерных реакций
- •11.6 Изотопные нейтронные источники
- •11.7 Выводы
- •Глава 12
- •12.1 Введение
- •12.2 Микроскопические взаимодействия
- •12.2.1 Понятие сечения взаимодействия
- •12.2.2 Соотношение энергия-скорость для нейтронов
- •12.2.3 Типы взаимодействий
- •12.2.4 Зависимость сечения взаимодействия от энергии
- •12.3 Макроскопические взаимодействия
- •12.3.1 Макроскопические сечения
- •12.3.2 Длина свободного пробега и скорость реакции
- •12.4 Эффекты замедления в большом объеме вещества
- •12.5 Эффекты размножения в массивных образцах вещества
- •12.6 Защита от нейтронов
- •12.7 Методы расчета переноса нейтронов
- •12.7.1 Метод Монте-Карло
- •12.7.2 Метод дискретных ординат
- •Глава 13
- •13.1 Механизмы регистрации нейтронов
- •13.2 Основные свойства газонаполненных детекторов
- •13.4 Газонаполненные детекторы
- •13.4.3 Камеры деления
- •13.4.4 Детекторы с покрытием из 10B
- •13.5 Пластмассовые и жидкие сцинтилляторы
- •13.5.1 Введение
- •13.5.3 Дискриминация по форме импульса
- •13.6 Другие типы детекторов нейтронов
- •13.7 Измерение энергетических спектров нейтронов
- •13.7.1 Введение
- •13.7.2 Методы измерений
- •Глава 14
- •14.1 Введение
- •14.1.1 Теория регистрации полного потока нейтронов
- •14.1.2 Сравнение методов регистрации полного потока нейтронов и нейтронных совпадений
- •14.2 Источники образования первичных нейтронов
- •14.2.1 Соединения плутония
- •14.2.2 Соединения урана
- •14.2.3 Примеси
- •14.2.4 Эффекты влияния энергетического спектра нейтронов
- •14.2.5 Эффекты тонкой мишени
- •14.3 Перенос нейтронов в образце
- •14.3.1 Умножение нейтронов утечки
- •14.3.2 Спектр нейтронов утечки
- •14.4 Эффективность регистрации нейтронов
- •14.4.1 Расположение гелиевых счетчиков в замедлителе
- •14.4.2 Конструкция замедлителя
- •14.4.3 Влияние энергетического спектра нейтронов
Глава 3. Детекторы гамма-излучения |
49 |
3.3ХАРАКТЕРИСТИКИ РЕГИСТРИРУЕМЫХ СПЕКТРОВ
Âгамма-спектрометрии детекторы образуют выходные импульсы, амплитуды которых пропорциональны энергии, потерянной в детектирующей среде падающими фотонами. Измерительная система включает метод анализа всех входных импульсов по амплитудам и представления их спектра. Основным инструментом для выполнения этой задачи является многоканальный анализатор (МКА), работа которого рассматривается в главе 4. Конечным результатом многоканального анализа является гистограмма (спектр) зарегистрированных выходных импульсов, отсортированных по амплитуде. Спектр амплитуд импульсов представляет собой непосредственное отражение энергетического спектра взаимодействий гамма-квантов в детектирующей среде и составляет спектрометрическую информацию, используемую в НРА.
3.3.1 Общий отклик детектора
Независимо от типа используемого детектора, измеренные спектры имеют много общих черт. Рассмотрим спектр моноэнергетического источника гамма-из- лучения с энергией Е0, представленный на рис. 3.6 (а). Гамма-кванты возникают в ядерных переходах, которые сопровождаются специфическими изменениями энергии. Эти значения энергии испытывают незначительные флуктуации в вследствие двух эффектов: 1 — квантовых неопределенностей в энергиях переходов (так называемая неопределенность Гейзенберга) и 2 — эффектов отдачи при испускании фотонов гамма-излучения. Эти неопределенности являются конеч- ными, однако они незначительны по сравнению с другими эффектами энергети- ческого расширения спектра, обсуждаемыми ниже, и поэтому не показаны на рисунке. Таким образом, "идеальный" спектр моноэнергетического гамма изучения от свободно распадающегося ядра, по существу, представляет собой острую линию при энергии Е0.
Поскольку регистрируемые гамма-кванты обычно исходят не из свободного ядра, а испускаются ядерным материалом, часть из них подвергается рассеянию перед тем, как они покинут радиоактивный образец. В результате этого рассеяния подвергшиеся ему фотоны обретают энергию чуть меньшую, чем Е0, а энергетиче- ский спектр фотонов, испущенных из образца материала, слегка расширен в энергетической области ниже Е0, как показано на рис. 3.6 (б). Величина этого расширения совсем невелика по сравнению с другими эффектами, рассматриваемыми ниже, и преувеличена на рис. 3.6 (б), чтобы привлечь внимание к ее существованию. Следует также отметить, что некоторые гамма-кванты, покинув образец, будут рассеяны внешними материалами перед тем, как они попадут в детектор, и этот эффект может проявиться в окончательном энергетическом спектре (см. ниже).
Когда гамма-квант попадает в детектирующую среду, он передает часть или всю свою энергию атомному электрону, высвобождая электрон из его атомной оболочки. Обычно этот освобожденный электрон затем передает свою кинетиче- скую энергию в серии столкновений в детектирующей среде другим атомным электронам.
Количество энергии, необходимой для образования пары электрон-ион в детектирующей среде, определяет полный заряд, который образует выходной им-
50 |
Х. А. Смит, мл. и М. Лукас |
Ðèñ. 3.6. Идеальный фотонный спектр:
а — образованный свободным ядром; б — испущенный материалом образца;
в — образованный в результате взаимодействий в детектиру ющей среде
пульс (см. табл. 3.1). В фотоэлектрическом взаимодействии вся энергия падающего фотона передается фотоэлектрону, который впоследствии вызывает множественные ионизации до тех пор, пока его энергия не исчерпается. Следовательно, количество заряда, образованного в результате события этого типа, пропорционально фактической энергии фотона. В процессе комптоновского рассеяния падающий фотон передает ионизационному электрону только часть своей энергии. Впоследствии этот электрон вызывает ионизации до тех пор, пока его энергия тоже не израсходуется. Количество заряда, образованного в результате события этого типа, пропорционально доле энергии, первоначально потерянной падающим фотоном, но не содержит полезной информации о его фактической энергии. События многократного комптоновского рассеяния для одного фотона могут привести к образованию заряда, количество которого близко к значению полной энергии исходного фотона. Однако сигналы, образованные в результате комптоновского рассеяния, в основном, представляют одно взаимодействие рассеяния и
Глава 3. Детекторы гамма-излучения |
51 |
ниже по амплитуде, чем сигналы полной энергии. Идеализированный отклик детектора на фотоэлектрическое и комптоновское взаимодействия в детектирующей среде показан на рис. 3.6 (в). Максимальная энергия, которая может быть оставлена в детектирующей среде в результате комптоновского рассеяния, соответствует рассеиванию фотона на угол 180°. Таким образом, импульсы детектора, образованные от комптоновского рассеяния, распределены в области ниже этой максимальной энергии (Еñ на рис. 3.6 (в)) и составляют источник "фоновых" импульсов, которые не содержат полезной информации об энерг ии фотона.
Пик полного поглощения (см. рис. 3.6 (в)) значительно расширен вследствие статистических флуктуаций количества пар электрон-ион, образованных фотоэлектроном. Такой эффект вносит основной вклад в ширину пика полного поглощения и, тем самым, является доминирующим фактором, определяющим энергетическое разрешение детектора (см. раздел 3.3.3).
3.3.2 Спектральные характеристики
Более реалистичное представление гамма-спектра, образованного детектором от потока моноэнергетических гамма-квантов, показано на рис. 3.7. Спектральные характеристики, отмеченные буквами от А до Ж, описан ы ниже.
А. Пик полного поглощения (фотопик). Этот пик объединяет импульсы, возникающие в результате фотоэлектрических взаимодействий с полной потерей энергии в детектирующей среде. Некоторые отсчеты возникают также в результате единичных или многократных событий комптоновского рассеяния, за которыми следует фотоэлектрическое поглощение. Ширина этого пика определяется, в основном, статистическими флуктуациями величины заряда, образованного этими взаимодействиями, а также вкладом от электроники обработки импульсов (см. раздел 3.3.3 и главу 4). Центроида пика соответствует энергии фотона Е0. Площадь пика за вычетом фона представляет полное число взаимодействий с
Ðèñ. 3.7. Реалистичное представление спектра детектора гамма-изл учения от моноэнергетического источника гамма-квантов. Отмеченные спектраль ные характеристики описаны в тексте
52 |
Х. А. Смит, мл. и М. Лукас |
полной потерей энергии в детекторе и обычно пропорциональна массе излучающего изотопа.
Б. Континуум комптоновского фона. Эти импульсы, гладко распределенные до максимальной энергии Еc (см. рис. 3.6), образуются в результате взаимодействий, происходящих только с частичной потерей энергии фотона в детекторе. В более сложных спектрах комптоновское рассеяние является основным источ- ником фоновых отсчетов под пиками полного поглощения.
В. Комптоновский край. Это часть спектра, которая соответствует максимальной потере энергии падающим фотоном в процессе комптоновского рассеяния. Она представляет собой широкий асимметричный пик, соответствующий максимальной энергии Еñ, которую фотон гамма-излучения с энергией Е0 может передать свободному электрону в однократном событии рассеяния. Это соответствует "лобовому" столкновению между фотоном и электроном, в результате которого электрон движется вперед, а гамма-квант рассеивается назад на 180° (см. раздел 2.3.2). Энергия комптоновского края определяется уравнен ием (2.11).
Ã."Комптоновская долина". Для моноэнергетического источника импульсы
âэтой области возникают либо в результате многократного комптоновского рассеяния, либо в результате взаимодействий с полной потерей энергии фотонами, которые подверглись рассеянию на небольшие углы (в материале источника или
âпромежуточных материалах) перед тем, как попасть в детектор. Нерассеянные фотоны моноэнергетического источника не могут образовывать импульсы в этой области в результате однократного взаимодействия в детекторе. В более сложных спектрах эта часть спектра может содержать импульсы, образованные в результате комптоновского рассеяния фотонов более высоких энерг ий.
Д. Пик обратного рассеяния. Этот пик обусловлен гамма-квантами, которые подверглись комптоновскому рассеянию в одном из материалов, окружающих детектор. Гамма-кванты, рассеянные более чем на 110-120°, будут иметь почти одинаковые энергии в диапазоне от 200 до 250 кэВ. Следовательно, вклад от моноэнергетического источника будет представлять множество рассеянных гам- ма-квантов, энергии которых находятся вблизи этого минимального значения (см. [1] и раздел 2.3.2). Энергия пика обратного рассеяния дается уравнением (2.10).
Е. Область избыточной энергии. В случае моноэнергетического источника события в этой области обусловлены гамма-квантами высоких энергий и мюонами космического излучения, присутствующего в естественном фоне, и событиями наложения импульсов, если скорость счета достаточно высока (см. главу 4). В более сложных спектрах отсчеты выше данного фотопика в основном представляют собой события комптоновского рассеяния гамма-квантов более высоких энергий.
Ж. Подъем в области низких энергий. Эта характеристика спектра, очень близкая к области "нулевой амплитуды импульса", возникает, как правило, от низкоамплитудного электронного шума в детектирующей системе, который вос-