Методы регистрации нейтронов

8. Методы регистрации нейтронов. Измерение энергетических спектров нейтронов имеет большое значение при проведении ядерно-физических исследований и при решении целого ряда прикладных задач. Точное определение функции Ф(Е), описывающей распределение потока нейтронов по энергиям, является одной из труднейших задач экспериментальной ядерной физики. Тем не менее, существует много методов измерений, позволяющих решать эту задачу в ограниченных пределах.

Грубые методы оценки энергетических распределений нейтронов. Метод фильтров. Этот метод применяется как при работе с направленными потоками нейтронов, например с пучками нейтронов, выходящими из каналов ядерных реакторов или из мишеней ускорителей, так и внутри реакторов, отражателей и в иных средах. Суть этого метода сводится к следующему.

В измеряемом потоке нейтронов Ф(Е) помещают детектор, эффективность которого ε зависит от энергии нейтронов по известному закону ε (Е). Скорость счета такого детектора а₀

.

Затем детектор окружается слоем вещества, для которого известна зависимость сечения поглощения нейтронов от их энергии σ_а(Е). Число отсчетов детектора при этом уменьшится и станет равным

где х – толщина поглотителя; п₀ – число ядер в 1 см³.

Предположим, например, что

s→¥ при Е < Е₀, s→0 при Е > Е₀.

Рекомендуемые материалы

Вещества с такими свойствами в природе, конечно, нет. Однако у Cd, при Е < 0,4 эв сечение поглощения очень велико, тогда как при больших энергиях оно на несколько порядков меньше.

Поэтому при толщине кадмиевого фильтра порядка 1…2 мм тепловые нейтроны практически полностью поглощаются, а поток нейтронов более высоких энергий почти не изменяется, в результате чего наше условие в данном случае можно считать выполненным.

Тем самым можно принять, что

ехр(- п₀× σ_а× х) = 0 при Е<Е₀; ехр(- п₀× σ_а× х) = 1 при Е >Е₀,

поэтому выше упомянутое соотношение принимает вид

Принимая во внимание очевидное равенство

получаем, что отношение измеряемых на опыте скоростей счета детектора без фильтра и с фильтром позволяет найти отношение эффектов, вызванных нейтронами с энер­гиями ниже Е₀ и выше Е₀:

величина R называется кадмиевым отношением. Величина R определяется не только соотношением потоков нейтронов с энергиями выше и ниже Е₀, но также и типом применяемого детектора, от которого зависит вид функции ε(Е). Очень часто, в подобных измерениях применяют детекторы, эффективность которых обратно пропорциональна скорости нейтронов υ (характерным примером таких детекторов являются камеры и счетчики с ¹⁰В или ³Не, а также фольги некоторых материалов со слабо выраженной резонансной структурой сечений).

Помимо фильтров из кадмия очень часто используются фильтры из бора. Сечение поглощения нейтронов изотопом ¹⁰В в очень широком диапазоне энергий подчиняется практически точно закону 1/v. Борный фильтр не в состоянии, подобно кадмию, отсечь одну группу нейтронов и пропустить другую, зато применение таких фильтров позволяет оценить некоторую среднюю энергию нейтронов в исследуемом пучке.

в случае, когда нейтроны в пучке обладают непрерывным спектром обычно проводят несколько измерений с фильтрами различной толщины, разбивая спектр пучка на ряд энергетических групп. В некоторых случаях при измерениях методом пропускания в качестве фильтров используются вместо кадмия или бора некоторые другие вещества. Применяя набор веществ с различной зависимостью сечений поглощения от энергии, можно получить значительно более детальную информацию о спектре нейтронов, однако интерпретация результатов подобных экспериментов значительно сложнее.

Метод резонансных индикаторов. Поглощение нейтронов многими веществами приводит к появлению радиоактивных ядер. Характерным примером данного процесса является поглощение нейтронов индием, в результате которого появляется β-активность с периодами 54 мин и 13 с:

¹¹⁵In(n, γ)¹¹⁶In→¹¹⁶Sn

(два периода полураспада соответствуют метастабильному и основному состояниям ядра ¹¹⁶In соответственно). Активность насыщения тонкой индиевой фольги, облучаемой потоком нейтронов с непрерывным энергетическим спектром, в котором нейтроны с энергиями меньше 0,4 эв отфильтрованы кадмием. Если принять во внимание резонансный характер захвата нейтронов ядрами ¹¹⁶In, то нетрудно прийти к выводу о том, что активность фольги окажется связанной в основном с поглощением нейтронов с энергией Е_рез.

Имея набор фольг различных веществ, у которых резонансы лежат при разных энергиях, можно получить значения потока нейтронов в соответствующих точках и тем самым оценить форму распределения нейтронов по энергиям. Даже в тех случаях, когда в распоряжении экспериментатора нет потока тепловых нейтронов с известной абсолютной величи­ной, можно найти из измерений с фольгами различных веществ относительные значения потоков нейтронов при различных значениях Е_рез, что вполне достаточно для определения формы энергетического спектра.

Для оценки вклада в активность индикатора нейтронов с энергиями далекими от Е_рез, проводятся контрольные облучения фольг с фильтрами из того же материала, из которого изготовлены сами фольги. При достаточной толщине такие фильтры полностью «съедают» нейтроны в области резонансного пика почти не затрагивая нейтроны из других участков спектра.

Поэтому разность активностей детектора без фильтра и с фильтром может быть целиком связана с поглощением нейтронов в области резонанса. При отборе веществ для резонансных индикаторов нейтронных потоков необходимо руководствоваться следующими двумя основными требованиями:

1) сечение поглощения нейтронов должно иметь один сильный резонанс и быть относительно небольшим при всех остальных энергиях;

2) поглощение нейтронов должно приводить к образованию радиоактивных ядер с удобными для измерений периодами полураспада (от нескольких секунд до нескольких часов).

При измерениях в получаемые результаты необходимо ввести некоторые поправки: на поглощение резонансных нейтронов кадмиевым фильтром, на самопоглощение резонансных нейтронов в фольге, на поглощение нерезонансных нейтронов резонансным фильтром, на различия в эффективностях регистрации β-частиц от разных индикаторов и т.п. Кроме того, при измерениях внутри сплошных сред необходимо учитывать «выедание» потока нейтронов с околорезонансными энергиями вблизи точки, в которой расположен индикатор (этот эффект полностью отсутствует при измерениях на выведенных из реактора пучках нейтронов). Значение некоторых из отмеченных факторов может быть уменьшено соответствующим выбором условий эксперимента. Так, для снижения самопоглощения нейтронов и эффекта «выедания» потока нейтронов в среде индикаторы целесообразно делать как можно более тонкими, применяя для их изготовления хорошо прокатанные фольги или слои, которые наносятся методом распыления в вакууме на не активируемую подложку.

Метод пороговых индикаторов. По многим характеристикам этот метод весьма напоминает предыдущий. Суть его сводится к следую­щему.

Энергетическая за­висимость сечений эндотермических ядерных реакций характеризуется, как известно, тем, что при энергиях падающих частиц ниже некоторой пороговой энергии Е_пор сечение реакции строго равно нулю, а выше этой энергии сечение сначала резко возрастает, а потом в некотором интервале энергий остается почти постоянным.

Для «идеального» порогового детектора

σ = 0 при E < E_пор

σ = σ₀ = const при E > E_пор

Измерения с двумя такими индикаторами, имеющими различные пороговые энергии, позволяют найти средний поток нейтронов в интервале этих энергий. Если толщины индикаторов специально подобраны, то средний поток нейтронов оказывается пропорциональным просто разности скоростей счета детекторов β-частиц.

Для реальных пороговых индикаторов эти соотношения, естественно, не выполняются. Однако хотя в этом случае разности скоростей счета не пропорциональны потокам нейтронов в соответствующих энергетических интервалах, они все же как-то зависят от относительных величин этих потоков, поэтому, имея набор таких индикаторов, можно сделать довольно полезные заключения об общих свойствах спектра нейтронов.

Для проведения измерений описанным методом используются пороговые (п,р)-, (п,α)-, (п,f)-, (п,2n)-реакции и некоторые другие.

Как видно, метод пороговых индикаторов (в отличие от метода резонансных индикаторов) может приме­няться для оценок спектров нейтронов в области энергий порядка нескольких МэВ. Другой особенностью метода является отсутствие требования радиоактивности конечного ядра, так как (п,р)-, (п,α)-, (п,f)-реакции могут быть обнаружены регистрацией заряженных частиц – продуктов реакции – с помощью ионизационных камер или счетчиков.

Метод ядер отдачи. Как было показано, при упругом рассеянии быстрых нейтронов возникают ядра, отдачи, энергия которых Е_А однозначно связана с начальной энергией нейтронов Е, углом между траекториями движения нейтрона до рассеяния и ядра отдачи φ и массовым числом ядра отдачи А:

Е_А = α Еcos² φ,

где

Поэтому измерение энергии ядер отдачи любым методом, используемым при спектрометрии заряженных частиц, позволяет определить энергии нейтронов.

Большое значение имеет выбор вещества, на ядрах которого будут рассеиваться нейтроны. Очевидно, что наиболее целесообразно использовать самые легкие элементы, так как чем ближе А к единице, тем большую энергию имеют ядра отдачи, и кроме того, у легких элементов сечение рассеяния имеет более простую зависимость от энергии нейтронов, что облегчает интерпретацию результатов. Наиболее часто в качестве рабочего вещества используется водо­род, но иногда применяют и другие вещества (дейтерий, гелий). В случае водорода α ≈ 1, поэтому приведенные выше соотношения приобретают наиболее простой вид. В частности, максимальная энергия протонов отдачи просто равна максимальной энергии нейтронов. Кроме того, плавная зависимость сечения рассеяния от энергии и изотропное угловое распределение рас­сеиваемых нейтронов в системе центра инерции делают водород очень удобным веществом для использования в спектрометрических приборах. Водородом можно непосредственно наполнять ионизационные камеры, пропорциональные счетчики и камеры Вильсона или использовать более сложные вещества, в состав которых входит водород: тонкие пленки из полиэтилена для радиаторов, органические сцинтилляторы и некоторые другие. Все методы измерений, в основу которых положена регистрация ядер отдачи, можно разделить на две группы: дифференциальные и интегральные.

Дифференциальные методы измерений. Если направление движения нейтронов известно и при этом используется прибор, позволяющий определить не только энергию, но и направление вылета ядра отдачи (например, фотопластинка или камера Вильсона в потоке нейтронов, идущем от мишени ускорителя), то единственной неизвестной величиной в соотношении остается энергия нейтрона Е, которую легко можно найти. Следует отметить, что при указанных условиях эксперимента энергию нейтрона можно определить отдельно для каждого наблюдаемого акта появления ядра отдачи.

Интегральные методы измерений. Если направление движения нейтронов неизвестно (фотопластинка в отражателе быстрого реактора) или используется прибор, позволяющий определять только энергии, но не направления движения ядер отдачи (обычная ионизационная камера или сцинтилляционный счетчик), то для каждого отдельного акта появления ядра отдачи энергию вызвавшего его нейтрона определить невозможно. Однако и в этом случае можно получить весьма полную информацию об энергетическом спектре нейтронов из измеряемых энергетических распределений ядер отдачи.

Метод ядерных реакций. Общая схема метода. Экзотермические реакции с вылетом заряженных частиц типа (п, р) и (п, α) можно использовать для определения энергии нейтронов по энергии вторичных частиц. Если А(n, b)B -реакция происходит под действием медленного нейтрона, кинетической энергией которого можно пренебречь, то суммарная энергия продуктов реакции (частицы b и ядра В) равна энергии реакции Q. Поскольку в газовых ионизационных камерах и пропорциональных счетчиках количество возникающих пар ионов определяется выделившейся суммарной энергией, амплитуда сигнала оказывается пропорциональной Q. Если же А(п,b)B-реакция происходит под действием быстрого нейтрона, то энергия последнего Е добавляется к величине Q, в результате суммарная ионизация и амплитуда сигнала оказываются пропорциональными Q + E. Таким образом, разность амплитуд сигналов от реакций, вызываемых медленными и быстрыми нейтронами, пропорциональна энергии последних, что и предопределяет возможность проведения спектрометрических измерений. в отличие от метода ядер отдачи, в данном методе амплитуды сигналов от нейтронов с одинаковой энергией имеют одну и ту же величину, в результате намного упрощается интерпретация получаемых в ходе опыта результатов.

Метод времени пролета. Принципиальные основы метода. Энергию нейтрона можно легко найти, если известна его скорость, причем в области энергий до нескольких десятков МэB вполне удовлетворительную точность расчета обеспечивает нерелятивистское соотношение Е = mv²/2. В свою очередь, скорость нейтрона можно определить, измерив, время пролета им некоторого фиксированного расстояния. Основанный на таком подходе метод измерения энергий нейтронов получил название метода времени пролета. В настоящее время этот метод широко применяется для измерения энергий не только нейтронов, но и некоторых других частиц.

Чтобы измерить время пролета нейтроном заданного отрезка, называемого обычно пролетной базой, необходимо точно зафиксировать моменты прохождения им начала и конца пути. Последний момент легко можно определить по появлению импульса в детекторе, расположенном на конце пролетной базы. Момент начала движения можно определить:

§ по появлению импульса в установленном рядом с источником нейтронов детекторе от сопутствующей рождению нейтрона заряженной частицы,

§ по импульсу от протона отдачи в водородном счетчике,

§ по времени «вспышки» в импульсном источнике нейтронов.

Каждый из этих методов имеет свои достоинства и недостатки. Так, метод с использованием водородного счетчика очень прост, однако изменение характеристик движения нейтрона при рассеянии и низкая эффективность водо­родного рассеивателя делают этот метод не очень удобным. Если нейтроны возникают при D(d,n) ³Не-реакции, протекающей на мишени ускорителя, то момент вылета нейтрона можно фиксировать регистрацией ядра отдачи ³Не. В некоторых случаях одновременно с нейтроном возникают γ-кванты, которые также легко зарегистрировать расположенным рядом с мишенью счетчиком. Совершенно очевидно, что интенсивность выхода нейтронов во всех таких случаях не должна быть очень высокой, так как нейтрон должен успеть долететь до детектора и зарегистрироваться в нем до того, как первый детектор зафиксирует возникновение следующего нейтрона.

Принципиально иной метод основан на применении импульсного источника нейтронов. В таком источнике нейтроны появляются только в течение коротких интервалов времени Δt_н, разделенных гораздо более длительными периодами «молчания» Т.

Частоту следования нейтронных вспышек выбирают с таким расчетом, чтобы самые медленные нейтроны успевали долететь до детектора раньше, чем в него попадут быстрые нейтроны от следующей вспышки. В противном случае, медленные нейтроны от предыдущих вспышек, называемые обычно рециклическими, приведут к появлению нежелательного фона, затрудняющего анализ получаемых результатов (это условие невозможно удовлетворить, если спектр нейтронов начинается от нуля, ибо нейтроны с нулевой скоростью должны были бы пролетать любой отрезок конечной длины за бесконечно большое время. Однако, в реальных случаях, выбором достаточно больших интервалов между вспышками и применением различных фильтров, удается создать такие условия, когда интенсивность рециклических нейтронов оказывается пренебрежимо малой и может быть учтена вместе с фоном от других источников).

Одновременно с появлением нейтронной вспышки запускается временной анализатор, на который затем начинают поступать импульсы от детектора нейтронов. В зависимости от времени запаздывания импульсы детектора будут регистрироваться теми или иными каналами анализатора. Поэтому, определив в конце опыта количество импульсов, которое зарегистрировано каждым каналом, можно построить кривую распределения нейтронов по времени пролета, которую затем нетрудно пересчитать в распределение по энергиям, найдя тем самым энергетический спектр нейтронов источника. Связь между энергией Е, скоростью v и временем t пролета нейтроном базы l выражается элементарными соотношениями:

, , .

Интенсивность счета нейтронов. При подготовке и проведении измерении экспериментатора всегда интересует, сколько импульсов в единицу времени будет регистрироваться в среднем каждым каналом временного анализатора. Эта величина зависит от целого ряда обстоятельств: числа возникающих нейтронов, частоты повторения нейтронных вспышек, длины пролетной базы, эффективности детектора и других; кроме того, она может сильно, меняться от канала к каналу в пределах одного спектра. Поэтому оценка скорости счета детекторов всегда является одним из важнейших и в то же время труднейших этапов расчета планируемого опыта.

Механический селектор. Для измерений спектров медленных нейтронов, выходящих, например, из блоков замедлителей или отражателей тепловых реакторов, непрерывный пучок нейтронов перекрывается непрозрачным затвором. Этот затвор открывается лишь на короткие по сравнению с длительностью пролета нейтронов интервалы времени, пропуская порцию нейтронов, которые затем анализируются по энергиям методом времени пролета. Такое устройство называется обычно механическим селектором нейтронов.

На пути выходящего из реактора пучка нейтронов помещается вращающийся ротор, который пересекается по диаметру пакетом параллельных пластинок из кадмия с тонкими щелями между ними. Нейтроны проходят через ротор только в те моменты времени, когда щели параллельны (или почти параллельны) оси нейтронного пучка. Для запуска временного анализатора в эти моменты используются стартовые импульсы от фотоэлемента, на который при соответствующих положениях ротора падает отраженный от маленького зеркальца пучок света.

Для уменьшения v_гр можно снизить скорость вращения рото­ра, но это неминуемо приведет к ухудшению разрешения. Поэтому обычно пользуются другим приемом: щель в роторе делают бочкообразной, что обеспечивает пролет через нее медленных нейтронов без увеличения длительности интервала пропускания быстрых нейтронов. Иногда делают роторы селекторов с искривленными щелями.

Если щель имеет форму дуги окружности с радиусом ρ, то через нее с наибольшей вероятностью проходят нейтроны, обладающие скоростью v_o = 2wρ. Нейтроны, как с большими, так и с меньшими скоростями проходят через такой ротор с меньшей вероятностью, потому что кривая функции пропускания τ (β) имеет форму пика, ширина которого зависит от отношения 2ρh/R², a интервал скоростей v, с которыми нейтроны могут пройти через селектор, определяется соотношением

Таким образом, ротор с кривыми щелями позволяет получить частичную монохроматизацию пучка нейтронов, причем, чем меньше величина 2ρh/R², тем уже интервал скоростей пропускаемых через селектор нейтронов. Относительная ширина этого интервала не зависит от скорости вращения ротора w, тогда как наиболее вероятная скорость пропускаемых нейтронов целиком определяется величиной w. Для уменьшения v₀ необходимо уменьшить или w, или ρ. Первое невыгодно, так как уменьшение w неизбежно влечет за собой ухудшение энергетического разрешения.

Отсечение нейтронов больших энергий может быть осуществлено также пропусканием нейтронного пучка через фильтр из какого-нибудь поликристаллического вещества, например бериллия.

Использование естественной модуляции пучка циклотрона. При работе циклотрона в так называемом «непрерывном» режиме частицы в нем движутся в действительности не непрерывной потоком, а сгустками, причем частота следования таких сгустков друг за другом равна частоте колебаний напряжения, подводимого к ускоряющим электродам (дуантам) от специального генератора. Поэтому нейтроны вылетают из мишени тоже короткими порциями, причем длительность каждой порции составляет около 2…3 нс при интервалах между порциями 50…100 нс (частота колебаний ускоряющего напряжения в циклотронах обычно бывает порядка 20…10 Мгц). Таким образом, измерение спектров возникающих в мишени нейтронов можно проводить методом времени пролета, причем пролетная база может составлять всего лишь несколько метров. При этом, однако, скважность (отношение Δt_н/Т) оказывается порядка нескольких процентов, тогда как для измерений спектров в широком диапазоне энергий желательно иметь гораздо более редкие импульсы. в данном случае, как и в случае механических селекторов, величины Δt_н и Т взаимосвязаны. Это осуществляется обычно подачей редких импульсов на отклоняющую пластину циклотрона (дефлектор) или на специальные пластины, установленные на пути пучка вне ускорителя. Такая система позволяет получить сколь угодно низкую частоту следования импульсов (обычно порядка нескольких килогерц), однако это достигается, естественно, ценой сильного снижения средней интенсивности.

Импульсные электростатические генераторы. Использование электростатических ускорителей в качестве импульсных источников нейтронов для спектрометрических измерений методом времени пролета имеет много преимуществ по сравнению с циклотроном. Простота конструкции, легкость осуществления импульсного режима с любыми значениями Δt_н и Т, малый энергетический разброс частиц в пучке, незначительное угловое расхождение, низкий фон, удобство вывода частиц на внешнюю мишень – все эти достоинства способствовали весьма широкому распространению импульсных электростатических установок.

Импульсный режим работы проще всего получить прерыванием пучка с таким расчетом, чтобы он попадал на мишень лишь в пределах коротких интервалов времени. Для этого на пути ионов помещают пару отклоняющих пластин, на которые от специального генератора подается переменное напряжение.

Импульсный режим работы проще всего получить прерыванием пучка с таким расчетом, чтобы он попадал на мишень лишь в пределах коротких интервалов времени. Для этого на пути ионов помещают пару отклоняющих пластин, на которые от специального генератора подается переменное напряжение. Установки для измерения реакторных спектров. Для измерения методом времени пролета спектров нейтронов в пучках, выходящих из ядерных реакторов, можно воспользоваться описанными выше быстрыми и медленными селекторами. Однако низкая светосила селекторов с механическими прерывателями и относительно небольшой диапазон перекрываемых энергий заставляют искать иные способы получения коротких нейтрон­ных вспышек. Оптимальным оказывается такой режим работы, при котором весь реактор «вспыхивает» на короткие интервалы времени, между которыми цепная реакция в нем практически отсутствует. Подобный режим работы достигается обычно одним из двух способов.

Реактор с импульсным источником нейтронов. Если ядерный реактор находится в подкритическом состоянии, то самоподдерживающаяся цепная реакция в нем, естественно, невозможна. Однако, если в такой реактор ввести нейтроны от какого-либо постороннего источника, то, поглощаясь в делящемся веществе, эти нейтроны будут приводить к появлению серии последовательных лавин вторичных нейтронов. Энергетический спектр выходящих из реактора нейтронов практически не зависит от свойств источника, поэтому его измерение оказывается эквивалентным измерению спектра нейтронов от реактора с самоподдерживающейся цепной реакцией.

Если источник нейтронов в реакторе сделать импульсным (например, в виде мишени импульсного ускорителя), то в реакторе будут возникать синхронные с импульсами источника вспышки нейтронов, которые можно использовать для измерений энергетического спектра по методу времени пролета. Характерным примером устройства, предназначенного для исследования реакторных спектров описанным способом, может послужить английская установка VERA. В качестве источника нейтронов используется нейтронный генератор, работающий на реакции T(d,n)⁴Не.

В лекции "Туристические ресурсы Крыма и областей Черноморско-Азовского побережья" также много полезной информации.

Импульсные реакторы. построены специальные реакторы, в которых быстрым перемещением части делящегося материала на короткие интервалы времени достигается надкритическое состояние на мгновенных нейтронах. В результате лавинно развивающейся цепной реакции возникает очень мощная вспышка нейтронов, которую можно анализировать методом времени пролета. Активная зона такого реактора представляет собой компактную сборку из плутониевых стержней, причем центральная часть активной зоны, изготовленная в виде цилиндра из ²³³U, вмонтирована в быстро вращающийся диск (рис. 12.14). Массы неподвижной и подвижной частей активной зоны реактора рассчитаны таким образом, что пока урановый цилиндр находится вне неподвижной части, реактор пребывает в глубоко подкритичном состоянии, но в моменты совмещения этих частей возникает мгновенная надкритичность, величина, которой контролируется регулирующими стержнями. Общий недостаток подобных систем состоит в относительно большой продолжительности импульса 30…40 мкс, которую не удается уменьшить из-за невозможности увеличения сверх некоторого предела скорости вращения диска, а также из-за некоторых особенностей кинетики развития в реакторе нейтронных лавин.

Спектрометр по длине замедления.

Кристаллические спектрометры.

Дифракционное отражение нейтронов кристаллами.

Поликристаллические фильтры. Особенности прохождения нейтронов через поликристаллическое вещество, обусловленные их волновыми свойствами, позволяют отфильтровывать из пучка нейтроны одних энергий, пропуская нейтроны других энергий почти не ослабленными.

Кристаллический монохроматор. Для выделения групп нейтронов с почти одинаковыми длинами волн используют большие монокристаллы, устанавливаемые в пучки нейтронов с непрерывным спектром.