М.И. Афанасов и др. - Основы радиохимии и радиоэкологии (Практикум) (2016) (1133852), страница 4

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 4)

при закрытой крышке защитного домика. Проводят 3измерения продолжительностью t = 50 с (или 1 мин), в табл. 1.3.1 вписывают числофоновых импульсов (Nф) и скорость счета (Iф=Nф/t). Полагая, что рассеяние числа отсчетов связано только со статистическим характером колебания фона, вычисляют доверительные интервалы для значений Iф,i, соответствующие 95%-ной доверительнойвероятности (0,95 = 1,96п  2(Iф,i/t)½).Среднее арифметическое значение скорости счета фона ĪФ сравнивают с паспортными данными.

Если значение Īф выше110 имп/мин, а рабочее напряжение установлено правильно и внутренние поверхности домика не содержат радиоактивных загрязнений, счетчик следует заменить.№123Nф, импIф, имп/мин0,95Таблица1.3.1Īф, имп/мин2. Проверка стабильности работы аппаратурыСтатистический характер радиоактивного распада дает возможность проверитьстабильность (надежность) работы регистрирующего прибора. С этой целью в строгоодинаковых условиях проводят 10 последовательных измерений Ni продолжительностью t =50 с (или 1 мин) для препарата со скоростью() счета 1000÷3000 имп/мин.

Используя уравнения (1.19), (1.12) и (1.27), вычисляют выборочную дисперсию, дисперсию распределения Пуассона и значение 2- критерия.Таблица 1.3.2№Результаты измерений (Ni, имп)Результаты расчетов12…10N; 2п( N ) ; sN2 ; 2экспВ этом случае Ic>>Iф, а поправка на разрешающее время пренебрежимо мала.14Рассчитанное значение 2эксп сравнивают со значением 20,05 для уровня значимостиp =0,05 и числа степеней свободы f=9 (20,05=16,9; табл. П.3).

Считают, что аппаратурные помехи, которые должны нарушить пуассоновский характер распределения числарегистрируемых импульсов, отсутствуют, если значение 2эксп.16,9. В противномслучае расхождение между наблюдаемым распределениям и распределением Пуассона признается значимым, что свидетельствует о наличии случайных погрешностей,связанных с нестабильностью работы прибора.3.

Определение разрешающего времениДля определения разрешающего времени измеряют скорость счета Iс,i шести стандартных препаратов с известной абсолютной активностью Аi. Чтобы уменьшить погрешность, связанную с неточной фиксацией препаратов в кассете, проводят по 4 измерения, каждый раз поворачивая препарат вокруг оси на случайный угол.

Усредняют полученные результаты.Таблица 1.3.3№А, БкN, импI, имп/cĪc,i, имп/cI c,i    ,t1…….6Доверительный интервал среднего каждой серии измерений (Īс,i) рассчитывают поформуле (1.19). Значение t,f для вероятности =0,95 и числа степеней свободы f=3приведены в табл. П.2.Строят график зависимости скорости счета Iс,i препаратов от их абсолютной активности Аi, используя вычисленные доверительные интервалы. При малых значениях Iс,когда произведение ·Iс ничтожно мало, скорость счета пропорциональна A.

В дальнейшем наблюдается отклонение от линейности. На экстраполированной части прямой линии над точкой Iс находят соответствующее ей значение Iт и по формуле (1.2)рассчитывают значение . Определяют максимально возможную скорость счета, которая не требует введения поправки на  (Iс,max  0,02).15РАБОТА 2. ОПРЕДЕЛЕНИЕ АБСОЛЮТНОЙ АКТИВНОСТИ МЕТОДОМФИКСИРОВАННОГО ТЕЛЕСНОГО УГЛА2.1. Влияние свойств радионуклида и условий измерений навеличину регистрируемой активностиОдной из задач, решаемых с использованием детекторов, является измерение числачастиц определенного типа, испускаемых радиоактивным препаратом, и/или его абсолютной активности, т.е. числа ядер, распадающихся в препарате в единицу времени. Однако измерительные приборы фиксируют, как правило, только часть излучения, сопровождающего ядерные превращения.

Доля частиц (фотонов), не зарегистрированных приборами, зависит от расположения препарата относительно детектора, поглощения излучения стенками детектора, вероятности взаимодействия излучения с рабочим веществом и других факторов.

Кроме того, некоторые частицы, проникшие в чувствительный объем детектора, могут быть не зарегистрированы из-заналичия разрешающего времени. Вместе с тем любой детектор помимо импульсов отчастиц, испускаемых исследуемым препаратом, фиксирует и посторонние импульсы –фон. Поэтому переход от числа импульсов Iс, регистрируемых прибором в единицувремени, к абсолютной активности А требует учета ряда поправок.Прежде всего, в измеренную скорость счета Iс вводят поправки на разрешающее время  (если необходимо) и фон (см.

уравнение (1.3)).Регистрируемая активность I связана с абсолютной активностью А измеряемогообразца, содержащего нуклид с простой схемой распада, соотношениемI = θ А = [η (p ε k S q)] А(2.1),где  - коэффициент регистрации; η, p, ε, k, S и q – рассматриваемые ниже поправочные коэффициенты; I и А выражены соответственно числом импульсов и актов распада, отнесенныхк одной и той же единице времени.Если измеряют активность изотопа со сложной схемой распада или равновеснойсмеси изотопов, то произведение (p ε k S q) вычисляют для каждой i–той компоненты излучения и результаты суммируют.

В этом случае (2.1) приобретает вид:(2.2)I  A pi i ki Si qiiЭффективностью детектора () к данному виду излучения называется вероятностьтого, что частица (квант), передав часть своей энергии атомам рабочего вещества детектора, вызовет в нем процессы, позволяющие зарегистрировать эту частицу иликвант.

Коэффициент эффективности  - отношение числа частиц (квантов) I, вызвавших такие процессы, к общему числу частиц (квантов) Id, проникших в рабочий объем детектора за время регистрации (ε = I Id). Следует отметить, что в общем случаеиз–за наличия разрешающего времени число зарегистрированных импульсов Iс  I.Эффективность детектора  определяется вероятностью взаимодействия частиц(фотонов) с атомами рабочего вещества, которая зависит не только от вида и энергииядерного излучения, но и от количества вещества в рабочем объеме детектора. Для излучения, обладающего очень высокой ионизирующей способностью, =1. Эффективность счетчиков Гейгера-Мюллера к -излучению близка к 100%, так как практически каждая -частица создает хотя бы одну пару ионов даже в небольшом газовомобъеме детектора.16Эффективность этих счетчиков к -излучению зависит от его энергии, материала итолщины катода, так как вероятность взаимодействия фотонов с атомами газа ничтожно мала.

Коронный разряд в счетчике инициируют вторичные электроны, которые «выбиваются» фотонами из поверхностных слоев материала катода. Однако дажепри оптимальной толщине катода эффективность не превышает 2%, а для -квантов сэнергий Е  1 МэВ коэффициент  равен 0,2÷0,6%.Для регистрации –излучения используют, как правило, сцинтилляционные или полупроводниковые детекторы. Эффективность этих детекторов, в зависимости от энергии фотонов, состава и размеров сцинтиллятора (или полупроводникового кристалла)составляет от 20% до 100%.

Эффективность регистрации заряженных частиц такимидетекторами обычно близка к 100%.Коэффициент ослабления k учитывает потери излучения на пути от источника дорабочего вещества детектора. Он равен отношению числа частиц Id, проникших вчувствительный объем детектора через слой воздуха толщиной d1 и стенку (окно)счетчика толщиной d2, кkчислу частиц IqS, испускаемых в направлении детектора с поверхности1,0000препарата (k= Id  IqS).0,500Проникающая способность –излучения харак0,200теризуетсямаксималь0,100ным пробегом Rmax – ми0,050нимальной толщиной поглотителя, который за0,020держивает все –частицы0,010с начальной энергиейE,max (табл.

П.4). Следо0,005вательно, регистрация –0,002частиц счетчиками Гейгера-Мюллера возможна0,001при условии d2Rmax. В0,0005частности, для измерения0,10,30,70,50,9 d/Rmaxнизкоэнергетического излучения (E,max  0,2 МэВ)Рис. 2.1. Зависимость коэффициента ослабления kобычно используют дедля –частиц от отношения d/Rmax.текторы с окном толщиной 3÷5 мг/см2.Ослабление потока –частиц сравнительно тонкими поглотителями (d≤0,3 Rmax)описывается, в первом приближении, эмпирической экспоненциальной зависимостью. В этом случае, с погрешностью  15%, коэффициент k можно определить поформуле:k = exp(-d )(2.3),где  - массовый коэффициент ослабления в см2/г (табл. П.4; значения  и Rmax, приведенныедля алюминия, можно использовать для оценки ослабления –излучения в другихматериалах), d = d1+d2 – суммарная толщина слоя воздуха и окна в г/см2.17Если толщина поглощающего слоя d превышает 0,3·Rmax., то для оценки k можновоспользоваться эмпирическим графиком (рис.

2.1).Экспоненциальный закон ослабления –излучения выполняется при любой толщине поглотителя и коэффициент k для квантов с энергией Е всегда может бытьрассчитан (значения  приведены в табл. П.5). Однако в большинстве случаев(например, при Е>0,1 МэВ) потерями –излучения в стенках детектора пренебрегают,принимая k = 1.Проникающая способность –частиц крайне низка: их пробег в твердом веществеизмеряется десятками микрометров.

Поэтому –излучающие препараты обычно помешают внутрь рабочего объема (рабочего вещества) детектора; в этом случае k=1.Коэффициент самоослабление S учитывает поглощение (рассеяние) ядерного излучения в самом радиоактивном веществе и равен отношению числа частиц или квантовIS, испускаемых в направлении детектора с поверхности препарата, находящегося набесконечно тонкой подложке, к полному числу частиц или квантов Iη, испускаемыхэтим препаратом в направлении детектора (S = IS / Iη).Поправку на самослабление следует учитывать, прежде всего, при регистрации –частиц.

Выше отмечалось, что ослабление –излучения достаточно тонкими поглотителями подчиняется экспоненциальному закону. Для оценки S в этом случае (dпр 0,3·Rmax.) можно воспользоваться формулой:S1  еxp( d пр )d пр(2.4),где толщина dпр выражена в линейных (см) или массовых единицах (г/см2); коэффициентослабления  - в см1 или см2/г, соответственно.При регистрации –излучения стараются использовать очень тонкие препараты, длякоторых произведение μdпр0,02.

Характеристики

Список файлов книги