Способ определения среднего заряда от нейтронов в импульсе камеры деления

 

Изобретение относится к определению характеристики ионизационной камеры деления. Способ заключается в том, что камеру I, содержащую электрод 2 и делящийся материал 3, подключают к внешнему источнику электрического напряжения питания ИП и облучают потоком нейтронов. Измеряют электрический ток от нейтронов In (переключатель 4 в положение "I") и количество импульсов Nd в интервале времени Δt или скорость счета импульсов nd при различных значениях уровня дискриминации Ud в определенном интервале, внутри которого абсолютное значение наклона зависимости Nd или nd от Ud принимает минимальное значение. При этом, по крайней мере, одно измерение производят в определенном подинтервале с учетом уровня дискриминации Udm, при котором абсолютное значение наклона зависимости Nd или nd от Ud принимает минимальное значение. Результаты измерений в этом подинтервале аппроксимируют обратной экспоненциальной функцией f (Ud) в зависимости от квадрата аргумента. Затем определяют значение среднего заряда Q. Способ обеспечивает точность измерения значения Q в камерах деления 3-9% в зависимости от количества измерений в подинтервале при надежности 95%. 1 з.п.ф-лы, 5 табл., 6 ил.

Изобретение относится к технической физике, а точнее - к определению характеристики ионизационной камеры деления. Наиболее эффективно изобретение может быть использовано при изготовлении и испытании газонаполненных ионизационных камер, узлов детектора, каналов, предназначенных для измерения потока нейтронов в системах управления и защиты ядерных реакторов, критических сборок и других источников нейтронов.

Известен времяпролетный способ определения среднего заряда, заключающийся в том, что устройство, содержащее два электрода и делящийся материал, подключают к внешнему источнику электрического напряжения питания, облучают потоком нейтронов и определяют энергетическое распределение продуктов деления, по которому судят о среднем заряде в импульсе камеры деления на один осколок, вылетающий из радиатора /см., например, Milton J., Fraser J. Time-of-flight fission studies on U²³³, U²³⁵ and Pu²³⁹, Canadian Journals of Physics, 1962, v. 40, N 11, p. 1626-1663/.

Недостатком этого способа является отсутствие возможности идентификации параметра камеры деления путем измерения.

Известен способ определения среднего заряда в импульсе камеры деления, заключающийся в том, что камеру, содержащую электрод и делящийся материал, подключают к внешнему источнику электрического напряжения питания, облучают потоком нейтронов, измеряют электрический ток от нейтронов I_n и определяют средний заряд в импульсе /см., например, Камера деления КНК-15-1, Технические условия ОД0.339.103 ТУ, 1977 г./.

Способ основан на определении отношения электрического тока от нейтронов к скорости счета импульсов, возникающих в камере деления под облучением.

Недостатком этого способа является отсутствие интервала уровня дискриминации по амплитуде, в котором производят измерения, и подинтервала, в котором аппроксимируют результаты.

Другим недостатком является аппроксимация результатов измерений в неопределенном интервале обратной экспоненциальной функцией в зависимости от уровня дискриминации импульсов, что позволяет указывать любое значение среднего заряда от продуктов деления.

Наиболее близким к предлагаемому техническому решению является способ определения среднего заряда в импульсе камеры деления, заключающийся в том, что камеру, содержащую электрод и делящийся материал, облучают потоком нейтронов, измеряют электрический ток от нейтронов и определяют средний заряд от нейтронов /см. Чукляев С.В., Грудский М.Я., Артемьев В.А. Вторично-эмиссионные детекторы ионизирующих излучений. М., Энергоатомиздат, 1995/.

Способ основан на определении отношения электрического тока от нейтронов к скорости счета импульсов от продуктов деления, возникающих в ионизационной камере под воздействием нейтронов.

Недостатком этого способа является неопределенность в интервалах уровня дискриминации по амплитуде, в которых производят измерения скорости счета импульсов деления и аппроксимацию результатов.

Сущность предлагаемого технического решения заключается в том, что в способе определения среднего заряда от нейтронов в импульсе камеры деления, заключающимся в том, что камеру, содержащую электрод и делящийся материал, подключают к внешнему источнику электрического напряжения питания, облучают потоком нейтронов, измеряют электрический ток от нейтронов I_n и определяют средний заряд Q от нейтронов в импульсе камеры деления, измеряют количество импульсов N_d в интервале времени Δt или скорость счета импульсов n_d при различных значениях уровня дискриминации U_d в интервале внутри которого абсолютное значение наклона зависимости N_d или n_d от U_d принимает минимальное значение, где U_dα - максимальная амплитуда импульсов от α- излучения делящегося материала; E_H - наиболее вероятная или средняя энергия тяжелых продуктов деления материала; σ - ширина энергетического распределения тяжелых продуктов деления материала; E_α - максимальная энергия α- излучение делящегося материала, при этом по крайней мере одно измерение производят в подинтервале U_dα ≅ U_d ≅ 2U_dm-U_dα, где U_dm - уровень дискриминации, при котором абсолютное значение наклона зависимости N_d или n_d от U_d принимает минимальное значение, результаты измерений в этом подинтервале аппроксимируют функцией f(U_d), а значение Q определяют по формуле Q = I_n/n₀ где n₀ = f(U_d = 0)/Δt при измерении N_d или n₀ = f(U_d=0) при измерении n_d, при этом аппроксимацию результатов измерений производят обратной экспоненциальной функцией в зависимости от квадрата аргумента.

Предложенное техническое решение удовлетворяет критерию изобретения "новизна" и "изобретательский уровень", несмотря на известность некоторых использованных в нем признаков, так как совокупность изложенных признаков, взятая в новой взаимосвязи, позволяет повысить точность определения среднего заряда в импульсе камеры деления от нейтронов за счет установленной в материалах заявки взаимосвязи между характеристиками энергетического спектра продуктов деления и интегрального спектра импульсов в ионизационной камере.

Ниже изложен пример конкретного выполнения способа со ссылками на чертежи (фиг.) и таблицы (табл.).

На фиг. 1 изображена Принципиальная схема измерения двухэлектродной конструкции камеры деления: ИП - источник постоянного напряжения питания; ДУ - дифференциальный усилитель; У - усилитель мощности; АА - амплитудный анализатор; Д - дискриминатор; ПП - пересчетный прибор с таймером (интенсиметр); А - измеритель электрического тока; С_ос - электрическая емкость обратной связи. Знаками "+" и "0" маркированы соответственно высоковольтный и собирающий электроды камеры.

На фиг. 2 изображена Принципиальная схема измерения трехэлектродной конструкции камеры деления: ИП - источник постоянного напряжения питания; ДУ - дифференциальный усилитель; У - усилитель мощности; АА - амплитудный анализатор; Д - дискриминатор; ПП - пересчетный прибор с таймером (интенсиметр); А - измеритель электрического тока; С_ос - электрическая емкость обратной связи. Знаками "+" и "0" маркированы соответственно высоковольтный и собирающий электроды, а знаком "-" - высоковольтный электрод γ- чувствительной компенсационной секции камеры.

На фиг. 3 изображены Энергетические спектры продуктов деления, вылетающих из слоев делящегося материала различной толщины.

На фиг. 4 изображены Распределения импульсов в камере деления по амплитуде под воздействием нейтронов при различных условиях собирания носителей заряда.

На фиг. 5 изображены Интегральные распределения импульсов в камере деления по амплитуде. Здесь же показаны соответственно интегральные спектры от фонового излучения при тех же условиях собирания носителей заряда.

На фиг. 6 изображены Зависимости скорости счета импульсов в логарифмическом масштабе от квадрата уровня дискриминации различных образцов при различных условиях собирания заряда и параметрах электронной аппаратуры.

В табл. 1 приведена Характеристика энергетических спектров тяжелых продуктов деления различных нуклидов.

В табл. 2 приведены Периоды полураспада делящихся нуклидов и характеристика α- излучения.

В табл. 3 приведены Средние энергии образования ионов в чистых газах под воздействием ионизирующих частиц.

В табл. 4 приведены Значения коэффициентов t-распределения Стьюдента при различных значения v-l.

В табл. 5 приведены Значения среднего заряда в импульсе от нейтронов различных модификаций камер деления.

Способ осуществляется следующим образом.

Камеру деления 1, содержащую электрод 2 и делящийся материал 3, подключают по схеме, показанной на фиг. 1. Трехэлектродную конструкцию камеры 1, содержащую дополнительный компенсационный электрод, - по схеме, показанной на фиг. 2.

Облучают потоком нейтронов.

Измеряют электрический ток I_n от нейтронов в цепи сигнального электрода прибором, например типа вольтметр-электрометр универсальный В7-30, обеспечивающим максимальную погрешность измерения тока не выше 5% в диапазоне от 1·10^-12 А (переключатель 4 в положении "1").

Наиболее точное измерение электрического тока от нейтронов производят при компенсации фонового тока измеряемого образца I_α фоновым током контрольного образца, включенного в дифференциальную схему. При этом контрольный образец не подвергают облучению, а разность собственных фоновых токов от α- излучения компенсируют измерительным прибором. В этом случае полная относительная погрешность δ_n определения значения I_n задается точностью измерительного прибора.

Когда I_α ≅ 0,05(I_α+I_n), значение I_n возможно определить разностью результатов измерений I_nα и I_α. При этом δ_n рассчитывают по формуле δ_n = (ΔI_fn+ΔI_f)/I_n, где ΔI_fn - полная абсолютная погрешность измерения I_fn; ΔI_f - полная абсолютная погрешность измерения I_f.

Камеру деления 1 подключают к блоку усиления импульсов 5 (переключатель 4 в положении "2"). Наиболее перспективно использовать зарядочувствительный дифференциальный усилитель. В усилителе этого типа заряд q в импульсе тока на входе преобразуется в импульс напряжения U_вых на выходе. Коэффициент преобразования K_П связан с электрической емкостью обратной связи C_ос соотношением K_П = q/U_вых ≈ I/C_ос.

Основные параметры зарядочувствительного усилителя:
коэффициент преобразования K_П не менее 1·10¹² В/Кл;
частота пропускания импульсов не менее 10⁷ Гц;
уровень собственных шумов не более 5·10^-15 Кл;
отклонение от линейности амплитудных выходных сигналов в диапазоне 0,1 - 0,25 В не более 3%.

Импульс напряжения поступает на вход усилителя мощности. Коэффициент усиления K_П не менее 10.

Амплитудный дискриминатор Д обеспечивает регулируемый порог дискриминации в интервале амплитуд на выходе блока усиления от амплитуд фоновых импульсов от α- излучения до амплитуды импульсов тяжелых продуктов деления с наиболее вероятной энергией с погрешностью не более 5%. В описанном блоке усиления порог дискриминации регулируется от 0,1 В.

При облучении нейтронами тяжелых ядер происходит реакция деления, в которой с вероятностью около 0,999 образуются два осколка, которые принято различать на "легкие" и "тяжелые". Тяжелый осколок деления приобретает более низкую кинетическую энергию по сравнению с легким. Спектры "легких" и "тяжелых" продуктов деления разделяются на две группы, плотность энергетического распределения каждой из которых описывается распределением Гаусса. Средняя кинетическая энергия тяжелых продуктов деления E_Р ниже средней кинетической энергии легких продуктов деления. Значения E_Н и ширина распределения σ для различных нуклидов приведены в таблице 1.

В процессе распространения продукты деления сталкиваются с атомами делящегося материала и теряют свою энергию. На фиг. 3 показаны расчетные энергетические распределения продуктов деления, вылетающих из слоев делящегося материала различной толщины d, выраженной в единицах средней длины пробега продуктов деления в делящемся материале R, и равной 0,0625, 0,1, 0,2, 0,3 и 0,4 относительных единиц. Эти распределения продуктов деления по энергии E обозначены позициями 6, 7, 8, 9 и 10 соответственно. Значения R в диоксиде урана (UO₂) и оксиде диоксида урана (U₃O₈) соответственно равны 7,44 и 7,94 г/см². На этой же фигуре нанесено значение (E_H-σ) тяжелых продуктов деления ²³⁵U.

Делящиеся нуклиды испускают α- частицы. Периоды полураспада различных нуклидов и энергии сопутствующего α- излучения приведены в табл. 2. Следует отметить, что даже в обогащенном по нуклиду ²³⁵U уране α- активность связана с изотопами ²³⁴U и ²³³U, обладающими сравнительно коротким периодом полураспада. Граничная энергия α- частиц обозначена на фиг. 3 символом E_α. Видно, что плотность вероятности вылета продуктов деления из слоев делящегося материала толщиной не более 0,4·d/R в интервале от E_α до (E_H-σ) имеет минимальное значение.

Вылетающие из слоя делящегося материала продукты деления и α- частицы в процессе торможения в газонаполненном межэлектродном промежутке камеры деления образуют свободные электроны и ионы. Энергия, необходимая для образования одной пары ионов в газах или газовых смесях, характеризуется средней энергией образования ионов w. Величина w практически не зависит от типа ионизирующих частиц. Значения w для чистых газов приведены в табл. 3. Образованные в межэлектродном промежутке камеры носители заряда под воздействием электрического поля, созданного внешним источником электрического напряжения питания, обусловливают возникновение импульса электрического тока от каждой заряженной частицы. Длительность и амплитуда импульса тока определяются временем собирания электронов, подвижность которых значительно выше, а время собирания значительно меньше по сравнению с ионами.

Для наглядности на фиг. 4 показаны аппаратурные распределения импульсов по амплитуде в заполненной аргоном камере деления типа КНК с покрытием U₃O₈ толщиной 0,1 мг/см², полученные при облучении нейтронами. В этом изделии делящееся покрытие нанесено на поверхности одного из электродов. Распределения 11 и 12 получены с помощь многоканального амплитудного анализатора АА типа LP-4900 NOKIA Electronics (переключатель 13 на фиг. 1, 2 в положении "1") соответственно при положительной и отрицательной разности потенциалов между электродами относительно электрода, на поверхности которого нанесен слой делящегося материала. Значение K_П·K_У блока усиления равно 1,6·10¹³ В/Кл.

При условии полного собирания носителей заряда в межэлектродном промежутке камеры максимальная амплитуда импульсов от фонового α- излучения U_dα связана с максимальной энергией спектра α- -излучения E_α соотношением
U_dα = e·K_П·K_У·E_α/w,
где e - заряд электрона. Верхняя граница U_dH интервала, в котором производят измерения скорости счета импульсов и аппаратурное распределение импульсов в камере со средней толщиной слоя делящегося материала не более 0,4·d/R приобретает минимальное значение U_dm, ограничена средней энергией тяжелых продуктов деления. Учитывая, что w не зависит от типа ионизирующих частиц, получим

В тех же условиях облучения измеряют количество импульсов N_d в фиксированном интервале времени Δt или скорость счета импульсов n_d при различных значениях уровня дискриминации U_d в интервале

внутри которого абсолютное значение наклона зависимости N_d или n_d от U_d принимает минимальное значение U_dm, то есть интегральное распределение импульсов по амплитуде (переключатель 13 на фиг. 1, 2 в положении "2"). Результаты измерения интегральных спектров импульсов камеры деления КНК с покрытием U₃O₈ толщиной 0,1 мг/см² в указанном выше интервале U_d, полученные при тех же условиях собирания носителей заряда, что при измерении аппаратурных распределений 11 и 12, обозначены на фиг. 5 позициями 14 и 15. Здесь же кривые 16 и 17 обозначают соответственно вклад импульсов от фонового α- излучения, полученных при отсутствии нейтронов. В этих измерениях K_П·K_У = 1,6·10¹³ В/Кл. Стрелками обозначены значения U_dm соответственно для каждого распределения.

Каждое измерение N_d или n_d при фиксированном значении U_d в указанном выше интервале производят v ≥ 2 раз в интервалах времени Δt_i, минимальная длительность которых зависит от плотности потока нейтронов, характеристики замедлителя и чувствительности камеры.

Среднее значение N_d при равных значения Δt_i вычисляют по формуле

а среднее значение n_d - по формуле

где N_i - количество импульсов, зарегистрированных в i-ом измерении за время Δt_i, i = 1,...,v - порядковый номер измерения. Интервал времени между отдельными измерениями не регламентируется.

Стандартное среднеквадратичное отклонение S результатов измерений от среднего значения N_d или n_d находят по формуле

или

соответственно.

Абсолютную погрешность Δs результата определения N_d или n_d оценивают по формуле

Значение коэффициента t_(v-1) в зависимости от количества измерений v при фиксированном уровне дискриминации представлены в таблице 4 для доверительной вероятности P от 0,9 до 0,99 (надежности от 90 до 99%). Полную относительную погрешность δ определения значения N_d или n_d рассчитывают соответственно по формулам δ = Δs/N_d или δ = Δs/n_d.
Интегральное распределение импульсов деления N_d(U_d) или n_d(U_d) представляет собой конечную непрерывную функцию вида f(U_d). Представим эту функцию в виде ряда Маклорена

где r₃ << f(0) - остаточный член в форме Лагранжа; f(0) = n₀ при измерении n_d или n₀ = f(0)/Δt при измерении N_d; fʹ = -ϕ - аппаратурное распределение импульсов деления по амплитудам. Из фиг. 1 и 2 видно, что при U_d в интервале (0, U_dα) вклад скорости счета значительно меньше по сравнению с n₀. Полагая ϕ(0) = 0, последнее соотношение запишем в виде

то же в логарифмическом масштабе
ln f(U_d) = ln n₀-ln{1-[A·U²_d-r₃(U_d)/n₀]}.
Если представить второй член разности в виде степенного ряда, отбросить слагающие более высокого порядка по сравнению с r₃ и учесть, что abs|A·U_d| достигает минимального значения в окрестности U_dm и слабо зависит от U_d в подинтервале [U_dm-(U_dm-U_dα), U_dm+(U_dm-U_dα)], получим
ln f(U_d) = ln n₀-A·U²_d
в подинтервале U_dα ≅ U_d ≅ 2U_dm-U_dα или
f(U_d) = n₀·exp(-A·U²_d)
в подинтервале U_dα ≅ U_d ≅ 2U_dm-U_dα, где A = ϕʹ/2n₀.
Именно в этом подинтервале производят по крайней мере одно измерение значений N_d(U_d) или n_d(U_d) и аппроксимацию результатов измерений обратной экспоненциальной функцией f в зависимости от квадрата аргумента.

Значение Q определяют по формуле.

Q = I_nn₀,
где n₀ = f(U_d = 0)/Δt при измерении N_d или n₀ = f(U_d = 0) при измерении n_d.

На фиг. 6 показаны в логарифмическом масштабе нормированные на соответствующие значения n₀ распределения η(U_d) 18 и 19, обозначенные на фиг. 5 позициями 14 и 15 соответственно, в зависимости от квадрата аргумента. На этой же фигуре позициями 20 и 21 показаны результаты измерений камеры деления с толщиной делящегося покрытия 1 мг/см² в сборке при различных значениях K_П·K_y. Граничные значения подинтервала [U_dα, (2U_dm-U_dα)], [U²_dα, (2U_dm-U_dα)²] на фиг. 5 и 6 соответственно обозначены для распределения 14 и 18. Видно, что в указанном выше подинтервале значений U_d плотность
распределения описывается обратной экспоненциальной функцией в зависимости от квадрата аргумента, а параметр n₀ не зависит ни от полярности напряжения питания камеры, ни от коэффициентов преобразования, усиления импульсов электронной аппаратурой.

Относительную систематическую погрешность определения значения n₀ оценивают по результатам измерений вблизи краев интервала. Действительно

Отсюда
n₀ ≈ f(U_d)·f(2U_dm-U_dα)/f(U_dα).
Это отношение позволяет оценить относительную погрешность δ₀ определения значения n₀. При условии одинаковой точности измерений N_d(U_d) или n_d(U_d) в подинтервале U_dα ≅ U_d ≅ 2U_dm-U_dα значения
В этом случае погрешность δ_Q определения Q рассчитывают по формуле

Результаты измерения Q в камерах деления типа КНК, блоках детекторов и узлах, содержащих камеру деления с плоскопараллельными электродами приведены в табл. 5. Расстояние между поверхностями соседних разноименных электродов в этих конструкциях около 1,6 мм.

Продукты деления теряют энергию, главным образом, в ионизационных столкновениях с атомами. Если принять, что соблюдаются условия Брэгга-Грея, то Q связан со средней потерей энергии продуктами деления соотношением

где e - заряд электрона; - плотность газа в камере; P - давление газа в камере; μ - молекулярная масса газа в камере; V₀ - стандартный объем идеального газа; P₀ - давление газа, равное одной технической атмосфере; D_эф - эффективное расстояние между электродами.

В конструкциях, в которых средняя длина пробега продуктов деления, выраженная в единицах плотности материала, значительно превышает расстояние D между электродами, значения описываются обратной экспоненциальной функцией в зависимости от d/R. Следовательно, при толщине покрытия делящегося материала не выше 0,4 · d/R в интервале давления аргона 0,1 ≅ P ≅ 0,5 МПа и расстоянии между электродами D₀ = 1,6 мм, значения Q описываются соотношением

Значения коэффициентов a и b, определенные методом наименьших квадратов по результатам измерений, представленных в табл. 5, соотвественно равны 1,75·10⁷ и 5,31. Относительное отклонение измеренных по данному способу значений Q от вычисленных по приведенному выше соотношению составляет 9% при доверительной вероятности 0,95 (надежности 95%).

Обобщенную формулу представим в виде

где - отношение средних массовых тормозных способностей продуктов деления газом в камере и аргоном; - отношение средних массовых длин пробегов продуктов деления в аргоне и в газе внутри камеры; μ_Ar, w_Ar - молекулярная масса аргона и средняя энергия образования ионов ионизирующими частицами в аргоне соответственно; D - расстояние между электродами в камере. Пользуясь аналитическими выражениями и R для продуктов деления, эту формулу преобразуем к виду

где a₁=3,61. Z_s - эффективный атомный номер газа в камере; Z_i - средний заряд ядра легких (i = 1) и тяжелых (i = 2) продуктов деления; A_s - массовое число атомов газа в камере.

Описанный выше способ позволяет определять одну из основных характеристик устройств с камерой деления, предназначенных для работы в составе аппаратуры систем управления и защиты реактора, с погрешностью 3 - 9% в зависимости от количества измерений в указанном выше подинтервале. Наряду с определением Q максимальную чувствительность к нейтронам слоя делящегося материала или максимальную чувствительность K камеры деления к нейтронам вычисляют по формуле
K = k_n/Q,
где k_n - токовая чувствительность к нейтронам. При этом относительную погрешность δ_K определения значения K вычисляют по формуле

где δ_k - погрешность определения значения k_n. Наиболее высокую точность определения k_n достигают, когда измерения производят в образцовых источниках нейтронов типа ОИ-Т или используют аттестованные по плотности потока нейтронов образцы. При этом погрешность определения значения K составляет 7 - 10% в зависимости от точности воспроизведения единицы потока нейтронов источников излучения ОП-Т или точности определения чувствительности контрольного образца.

Формула изобретения

1. Способ определения среднего заряда от нейтронов в импульсе камеры деления, заключающийся в том, что камеру, содержащую электрод и делящийся материал, подключают к внешнему источнику электрического напряжения питания, облучают потоком нейтронов, измеряют электрический ток от нейтронов I_n и определяют средний заряд Q от нейтронов в импульсе камеры деления, отличающийся тем, что измеряют количество импульсов N_d в интервале времени Δt или скорость счета импульсов n_d при различных значениях уровня дискриминации U_d в интервале

внутри которого абсолютное значение наклона зависимости N_d или n_d от U_d принимает минимальное значение,
где U_dα - максимальная амплитуда импульсов от α-излучения делящегося материала;
E_н - наиболее вероятная или средняя энергия тяжелых продуктов деления;
σ - ширина энергетического распределения тяжелых продуктов деления;
E_α - максимальная энергия α-излучения делящегося материала,
при этом по крайней мере одно измерение производят в подинтервале
U_dα≅ U_d≅ 2U_dm-U_dα,
где U_dm - уровень дискриминации, при котором абсолютное значение наклона зависимости N_d или n_d от U_d принимает минимальное значение, результаты измерений в этом подинтервале аппроксимируют функцией f(U_d), а значение Q определяют по формуле
Q = I_n/n₀,
где n_o= f(U_d= 0)/Δt при измерении N_d или n_o = f(U_d = 0) при измерении n_d.

2. Способ по п.1, отличающийся тем, что аппроксимацию результатов измерений производят обратной экспоненциальной функцией в зависимости от квадрата аргумента.

РИСУНКИ

Рисунок 1, Рисунок 2, Рисунок 3, Рисунок 4, Рисунок 5, Рисунок 6, Рисунок 7, Рисунок 8, Рисунок 9, Рисунок 10, Рисунок 11