Способ измерения плотности потока и спектра плотности потока излучения

 

ОП ИСАНИЕ

ИЗОБРЕТЕН ИЯ

К АВТОРСКОМУ СВИДИЕЛЬСТВУ

<>837209

Солз Советских

Соииалистических

Реслуолик (6 1) Дополнительное к авт. свид-ву— (22) Заявлено 20.02.80 (21) 2885195/18-25 (51) М. Кл G 01 Т 1/16 с прпсоединснием заявки— (23) Приоритет—

Государстзееиый комитет (43) Опубликовано 30.03.82. Бюллетень № 12 оо делам изобретений и открытий (53) УДК 539.1.08 (088.8) (45} Дата опубликования описания 30.03.82

f (54) СПОСОБ ИЗМЕРЕНИЯ ПЛОТНОСТИ ПОТОКА

И СПЕКТРА ПЛОТНОСТИ ПОТОКА ИЗЛУЧЕНИЯ

Предлагаемое, изобретение относится к области ядерной физики и может быть применено для измерения в однородной рассеивающей средне спектра плотности потока (и,;разумеется, аеличины плотности потока) любого излучения, для которого ,мононо осуществить зеркальное отражение от плоской поверхности, в частности в обласли радиационной физики .и дозиметрии для измерения спектра плотности потока электронного и бета-,излучения.

Измерение апехтра плотности потока любого, излучения является весьма актуальной задачей, ибо зна|ние пространствен,ного распределеняя этой величины позволяет получить все другие скалярные характеристики поля излучения. Например, зная спектр плотности потока электронов (или бета-излучения), легко рассчитать распределение плотности переданной среде энергии, т. е. распределение дозы, а также такие характеристики .качества излучения, как апектр ЛПЭ (линейных потерь энергии), средние значения ЛПЭ, функции параметров Росси, характеризующие передачу энерпии среде на микроуровне, а также поправки иа «ход с жесткостью» для экспериментальных методов бета-дозиметрии.

По определению, плотность потока частиц — это отвесенное .к площади псперечного сечения элементарной сферы число частиц излучения, проникающих э эту сферу за единицу времени. Энергетический спектр плотности потока — это расп ределение этой величиIHbI по энергии.

Разумеется, такая «детежгирующая» сфера измеряет величину плотности потока ,или спектра плотности потока, усредненную по объему сферы. Практически элементар HoH следует считать такую сферу, в пределах которой характеристики поля излучеяия можно с необходимой степенью точности считать постоянными: реальный размер этой сферы определяется градиентом поля излучения и требуемой точностью измере:ния.

Известен способ юзмерения плотности потока и спектра плотности потока бетаизлучения в среде путем измерения спектра потерь энергии бета-,излучения в изотроп ном детекторе малых размеров с,последующим восстановлением спектра плотности потока по спектру энергапотерь (11.

Основньгм недостатком этого способа является низкая обеспечиваемая точность измерений и трудности его праеспичеакой реализаци.и.

Наиболее близким к предлагаемому по технической сущности являепся епосо б измерения плотности потока и апекч1ра плот837269 ности потока излучения от источни1ка в,выделенной области одно родной среды путем детектирования частиц и определения числа и амплитудного спектра,импульсов детектора (2).

Основным недостатком таково способа также является, низкая точность,измерения из-за недостаточной изотроп ной эффективности регистрации излучения., Целью изобретения является говышен ;e точности измерений.

Для этого по предлагаемому способу измерения плотности потока и снвктра плотносви потока излучения в излучаемой области среды между источником и детектором помещают пл.оскую непрозрачную для излучения диафрагму, плоскость кото,рой имеет .размеры не менее, величины максимального пробега частиц излучения в среде, снабженную отверстием, диаметр которого обеспеч и вает выделение,интересусмои области среды с заданной однородностью излучения, а также экран, отдельные участки которого обладают различной эффективностью, причем закон изменения эффективности обвс|печивает независимоerb пропускания излучения источника через отверстие диафрагмы и затем через экран в детектор от,полярно го угла падения излучения на .плоскость отверстия диафрагмы.

Диафрагму <изготовляют из материала, зеркально отражающего измЕряемое .излучение.

Предлагаемый способ позволяет, .напр имер, измерять спектр плотности, потока бета-излучения в диапазоне энергий 10 кэВ—

10 МэВ в легкоатомных средах с погрешностью 10О О и с меньшей точностью в средах с большим за рядом ядра.

Для обоснования:возможности,HGIIOJIbзования предлагаемого способа для измерения плотности потока и спектра плотности потока бета-излучения в с1реде со постав|им епо особенности со свойствами той вооб.ражаемой элементарной сфвры, которая фигурирует в определении плотности пото,ка.

Эта сфера должна удовлетворять следующим условиям.

Она должна быть за полнена твм же самысл материалом, что и окружающая ее рассвнвающая среда (или близиим с точки зрения взаимодействия с .измеряемым излучвнием), чтобы:не вносить, возмущения в

IIIoToK, существовавший в измеряемой области среды до появления сферы.

Радиус сферы должен быть достаточно мал, чпобы,поток в каждой точке сферы был,практ|ически одынаков.

Элвмвнтарная сфера (или ве;материальное .воплощение) должна обеспечить полный учет числа и энергии частиц, вроникающих в объем сферы. Это означает,что, если электрон, прокдя сквозь сферу, претер пел обратное рассеяние от окружающе5

in

Зо

Я го материала и вновь пересек сферу, то в величине потока дсютжны быть зафиксированы оба;пересвчвния раздельно, что т ребует бесконечно малого разрвшающвго времени,детекта)р а.

Полностью удовлетворить этим .основным требованиям может только идеальный воображаемый детектор. Поэтому,мысленно заменим,наш идеальный сферический детектор с бесконечно малым разрешающим временем — на «чепурную» сферу (пол,ностью поглощающую все электроны). с конечным временным разрешвнивм,и оценим оппибки, к.которым пр иведет такая замена при измерении спектра плотности потока электронов .или бета-,излучения.

Замена идеальной сферы на <<черную» приведет к уменьшению количества за регистрированных элекпронов в основном малых энергий. Спектр незарегистрированных электронов больших энергий при этом практически не изменится. Причиной уменьшения регистрации явлчется тот факт, что в случае «чепурной» сферы будут отсувствовать электроны, претерпевшие обратное рассеяние в сферу от окружающего вещества.

Точный расчет уменьшения, регистрации прои замене идеальной сферы «чврной» затруднителен, результат зависит от рассеивающего материала, диаметра сферы, энерГии электро:ota В спектре, однако возможна оцвнка то го энергетического порога, выше:которого энергепнчесиий спектр плотности потока электронов, измеренный «чер ным» детекторoM с бесконечно малым временным разрешением, должен практичес,ки,совпадать со спектром, зарвгистрированным, идеальной элементарной сферой, Результат оценки при плотности мате риала 0,1 гlсмз в тканеэквивалентном материале (Z=7,2) при диаметре детектора

2 мм дает нижн ий порог энергии, не |превосходящий 100 кэВ, что вполне допустимо при:измерении спектра:плотности потока бета-излучения от,источников с высокой граничной энергией, IHàiïðèìåp от источника

"Р (драночная энерпия бета-спектра

1700 кэВ).

В случае измерения спектра плотности потока «мягких» бета-излучателей, например, "S (граничная энергия бета-спектра

167 .кэВ) можно воспользоваться тканеэквивалентным газом (азот с .небольшой примесью более тяжелого газа). Здесь при давлении (1,ат) в диа мецре сферы 2 мм энергетичесний порот неправильного измвреиия спектра для тканеэкви валвнпной среды составляет 6 — 7 кэВ, и это также вполне допустимо. В случае измерения спектра потока бета-излучения З53 в средах с большим, чем у ткани Z, энергетический порог правильной рвпистрации спектра станов ится выше и для меди (Z=29) составит 13—

14-,кэВ.

837209

Рассмотри л теперь влияние конечного временного разрешения,на показан„;;" «черного» детектора. Мы не рассматриваем здесь влияние конечного разрешения вс го спектрометра на форму спектра при больших загрузках — такие искажения спектра легко устраняются уменьшением активности источников излучения. Ошибки, связанные,с нерег;1страцией (на фоне первичного попадания) электронов, прошедших идеальную сферу и обратно отраженных от окрукаюшей среды, мы уже учл и при за,мене идеальной сферы на «черную». Существуют, однако, еще .ошибки, связанные с воз ложностью пракпическп однсвремеиного попадания в детектор первичного электрона,и электронов вторичной электрогнной шубы, окружающей трек первичного электрона. Конечные размеры детектсра дела от невозможной регистрацию такой шубы, т. е. фактически некоторой .низкоэнергетической части спектра электронов. Оце,нивая энергетический порог регистрации,,можно придти к:выводу, что он во всех случаях не выше, чем энергетический по,рог, возникающий вследствие замены идеальной сферы на «черную». Оценки ошибок, связанных с за меной,идеальной сфе ры с бесконечно малым временным разрешением на «черную» с конечным временным разрешением, проводились с погрешн остью, не превышающей 5%.

Однако трудности, возникающие при непосредственной, буквальной, реализации даже «черного» |изотролного спектрометрического детектора полного поглощения носят принципиальный характер, и видимо, непреодолимы. Речь:может идти о том, чтобы обойти эти трудности, и единственной возможностью здесь является попытка моделирования требуемых условий измерен:ия.

На фиг, 1- представлена схема измерения плотности потока бета-излучения;,на фиг. 2 — экспериментальный график эффективности регистрации (для бета-излучения), обеспечивающий компенсацию аниэотропии вплоть до угла 0=75, иа фиг.

3 — два трека частиц в однородной, среде без диафрагмы (оплошные линии),и;изменен ные из-за наличия зеркальной диафрагмы участки этих трежо1в (пунктир); на фиг. 4 — схема .реализации предлагаемого способа измерений спектра плотности потока бета- излучения: на фиг. 5 — фигурный экран. На фиг. 6 приведены,результаты измерения спектра плотности потока (точки) и .расчета (линия).

На чертеже показаны источник 1 бетаизлучения; плоская диафрагма 2 с круглым отверстием 3, спектрометричесиий детектор 4 полного поглощения, одинаково регистрирующий электроны, падающие на него под любым углом; фигурный экран 5, назначение которото будет описано ниже.

Устройство,на фиг. 1 обладает аксиальной симметрией. Пространство над диафрагмой

2 заполнено однородным рассеивающим излучение материалом, а рассеянием и поглощением излучений на пути от отверстия

3 до детектора 4 можно,цренебрачь.

Сущность лердлагаемого способа измерения связана с двумя его особенностями.

Достижение изотропной чувствитель-!

0 ности устройства в пределах телесного угла близкого к 2д. Излучение, падающее на диафрагму 2, пропускается отверстием

3 по-разному, в зависимости:от угла падения О. Очевидно, что пропусканле пропор15 циональное cos О, т. е. изменяется от 1 до

0 при изменении О от 0 до -,—, . Поместим на пути отверстия 3 к детехтору 4 непрозрачный „-ля излучснпя фигурный экран 5, задерживающий часть падающего на него излучения. П "лу "канне экрана сделаем пропорциональным (cos О) — . В этом случае находящийся за экраном опектрометрический детектор 4, который,в отсутствие энра,на 5 регистрировал бы все излучение, прошедшее через отверстие 3 (т. е. имел бы телесный угол регистрации 2п), при наличии экрана будет обладать угловой за,висимостью чувствительности, пропорциональной (cos О) . При этом система из диафрагм, экрана и детектора за счет компенсации угловой зависимости пропускания отверстия угловой зависимостью лропускания экрана будет обладать пзотропной чувствительностью. Ясно, что,компенсация анизотропии лропускания отверстия 3 не может быть полной — нельзя обеспечить бесконечно высокую эффектив40

li вость регистрации при Π—.---,, однако не представляет труда обеспечить ее вплоть до углов 8, достигающих 80 — 85 .

Моделирование изотролной эффективности регистрации в телесном у."ле 4л. Рассмотрим еще одну функцию, которую должна выполнять диафрагма 2. Представим себе, что верхняя (оо стороны источника излучения) поверхность,диафрагмы обла60 дает свойствам и идеального зеркала для излучения. Это означает следующее: вопервых, каждая частица, лопавшая на поверхность, отражается, иначе говоря, числовой коэффициент обратного рассеяния в=1, во-вторых, потери энергии при отраЛЕ жении отсутствуют, нли,— — 0, где ЛЕ—

-о средняя потеря энергии частицей ар и от60 ражении, Ео — энергия падающей частицы, и, в-третьих, угол падения частицы 8,равен углу отражения 8г Последнее условие можно записать также в виде (cos 0 )—

cos 0=1, где черта означает усреднение.

65 Ясно, что в реальных случаях (например, 837209 для хорошо известного отражения видимого света) условия отражения выполняются с определенной степенью точности и все три .равенства могут быть только приближенными.

Рассмотрим распространение частиц в однородной рассеивающей среде в отсутствии и при наличии идеальной «зеркальной» поверхности диафрагмы. Очевидно, что для частиц, идущих в отсутствии диафрагмы из .верхнего полупространства:и проходящих сквозь площадь отверстия 3 диафрагмы 2, появление зеркальной диафрагмы ничего не изменяет; частицы же, .по падающие в отсутствии диафрагмы снизу, после отражения от зеркальной диафрагмы также регистрируются детектором, попадая в него симметрично сверху. Таким образом, изотропное в телесном угле 2л устройство совMiBcTHo с,идеальным зеркалом .для:излучения является эквивалентом, полной моделью сложного для прямой реализации полностью изотропного (в телесном угле 4л) детектора полного поглощения («черная» сфера), окруженного со всех сторон однородным рассеивающим мат1ериалом.

Из фит. 3 видно, что zpoMe равенства плотностей потока .и энергетических,распределений частиц для двух указанных геометрий, имеет место IH сходство угловых ,распределений. Отличие будет лишь в том, что все частицы, попадающие со стороны нижнего полупространства .в «черную» сферу, заменяются в случае изотропногов телесном угле 2л детектора зеркально симметричными частицами, попадающими в моделнр ующее эту сферу отверстие диафрагмы 2 сверху.

Реализация зеркальных свойств диафpaIrмы кравнителвно легко осуществима, например, для виднмаго .света. Однако она затруднительна для элекпронов;и бета-излучения. Действительно, если не иапользоBaTb явно неприменимых здесь методов электронной,ollITHHIH, осуществить .зеркальность диафрагмы, .например,:изготавливая ее из материала с большим .атомным IHOмерам, удается лишь частично. Условия отражения, например, от свинца (Z=82),выполняются весьма приближенно, к тому же параметры отражения (ЬЕ е —.--, Oos 6

i> заметно зависят от угла падения и энергии падающего электрона. Для свинца параметры отражения для некоторых энергий и углов падения приведены в таблице.

Величина (cos 81) oos 8 слабо зависит от энергии и величины 0 и составляет для но р|мального падения оиоло 2; с ростом

6 она постепенно падает, достигая при

Угол падепня, Параметры

Энергия электрона, кэВ

2i 00

2000

0,49

0,58

0,68

0,37

ЬЕ

0,20

0,25

0,36

0,!

0=60 единицы, а в дальнейшем почти не

15 изменяется.

Строгий расчет Koíêðетных ошибок, связанных с недостаточной зеркальностью диафрагмы (увеличение Z вплоть до урана, Z=92, практически мало что меняет), возможен лишь для;конкретной геометрии источн иков излучения с учетом рассеивающей среды и энеp!I;HH электронов и сводится к достаточно сложному решению задачи переноса электронов; он в данном случае,нецелесообразен,:на мы можем оценить эти ошибки для .некоторых ко н кретных случаев.

Оценка показывает, что в случае тканеэквивалентной среды (Z=7,2) ошибка в плотности потока за счет недостаточной зеркальности свинцовой диафрагмы лри измерении электронов с энергией 50—

2000 кэВ не превосходит 12%, а в случае измерения в среде с Z=29 (медь) .не пре35 восходит 25%.

Таким образом, пс д вум,критериям: допустимости замены идеалыной сферы «черным» детектором iH допустимости .использования,несовершенного свинцового зеркала

40 для электронов, праницей области применения предлагаемого способа является случай измерения в среде с Z=29 (медь) (верхняя,граница атом ного,номера) апектра потока от бета-излучателей с гранич45 ной энергией 150 —.200,кэВ (нижняя граница энергии).

В поле излучения источ ника 1 (в данном опыте, использовался практичеаии точе ьный источник Srgo+ Ygo ак1ивностью

50 — 10 мк Ки) располагается свийцовая диафрагма 2 с диаметрам 150 .мм и толщиной

1 MM. Пространстао между источником и диафрагмой заполнялось слоями:пенопласта 6 ао средней плотностью 0,1 г/сма и диаметром больши|м .максимального лробега электронов бета излучения "Sr + эо т (— 100 мм). Сверху .источник излучения закрыт слоем пенопласта 7 толщиной 50,мм для обеспечения геометрии измерения в

60 бесконечной среде. Диаметр отверстия 3 в центре диафрапмы 2 IMM. Пластмаксовый цилиндрический сцинтилляционный детектор 4 с диаметром 42 MM и высотой 25 мм верхней плоскостью, касается диафрагмы, 65 нижняя его часть оптически аочленена с

837209

30

55 ФЭУ, импульсы которого после усиления регистрируются многоканальным анализатором импульсов. Пр|илегающая к диафрагме часть сцинтиллятора имеет полусферическое углубление 8 с радиусом 13 мм, причем центр, полусферы .находится,на оси сцинтиллятора и совладает с,ценгром верхней поверхности диафрагмы. Для улучшения светосбора боковая и верхняя плоская поверхность сцинтиллятора покрыта светоотражающим составом.

Система компенсации анизотропи и,пропускания отверстия в диафрагме выполнена в виде непрозрачного для излучения фигурного экран а 5, имеющего форму полусферической чашки и лежащего акаиально симметрично на дне полусферического углубления в сцинтилляторе 4. Эта чаша сделана из шести свинцовых лепестков, -разделенных зазорами. Форма лепестков определялась путем геометрического;расчета, исходя из необходимости компенсации анизотропин нрзпускания в определенном диапазоне углов 8.

Расчет экрана сводится к выбору предельного угла:компенсации 8,.„,„и выполнению условий,компенсации .в угле от 0 до

6„„,. Для выполнения условий ком|пенса ции достаточно, что бы экран оставлял открытой для частиц, влетающих B отверстие диафрагмы под углом Oо, часть поверхcosO„„ ..ности, пропорциональную "" . Для со$80 этого достаточно, чтобы из общей длины окружности 2R sin 0 экран составлял отирытую часть

1 соз 6м„.

cos8

Фигурный экраны 5 со стороны, обращенчлой к сцинтиллятору, покрыт светоотражающим составом; на сторону, обращенную к,диафрагме, с целью уменьшеаия обратното;рассеяния электронов, нанесен слой,легкоатомного материала толщиной 1,5 мм.

Эффективность, компенсации анизотропии пропускания диафрагмы с помощью такого экрана была проведена эксперименталыно с помощью яоллим ированного источника излучения Srgo+ Y Проверке под:вертался ко мпенсирующий эиран с предельным углом компенсации 75 . Результаты проверки показаны на фит. 2 (точки— эксперимент, сплошная линия —,расчет).

Любое измерение спектра плотности потока бета-излучения проводилось при двух одинаковых экспозициях. Во,время первой отверстие 3 диафрагмы было открыто, .во время второй — закрыто специальной заглушкой 9. Заглушка имеет назначение аолностью закрыть для бета-излучения лишь отверстие 3 с тем, что|бы остальная площадь диафрагмы 2 подвергалась тако5

25 му же облучению, как и во время первой экспозиции. Первую экспозицию назовем полным измерением, вторую .измерением фона. Для получения спектра потока спектр фона вычитается из полного спектра. Необходимость второй экспозиции (кро.ме оущеспвования фона в обычном смысле) обусловлена тем, что для уменьшекия краевых эффектов и улучшения геометрии измерения отверстие в диафрагме имеет форму усечен ного конуса, обращенного большим основанием к сцинтиллятору, а это приводит к тому, что часть электронов при

;полном;измерении попадает,в оцинтиллятор помимо отверстия 3; кроме топо, в свинцовой диафрагме возникает тормозное излучение, которое также регистрируется детектором, При вычитании из полного спектра фо,на мы,избавляемся от ошибок, связанных с этими двумя ф,актора.ми.

В качестве проверки работоспособности способа и всего устройства для его реализации в целом был измерен спектр плот ности, потока .на границе полубесконечного однородного источника Sr + Y .

Из фиг. 6 видно, что совпадение результатов хорошее.

Оценивая технико-экономическую эффективность предлагаемого, изобретения, следует отметить, что в настоящее время не существует не только приборов,,но даже способа корректного измерения плотности потока и спектра плотности потока электронов и бета-излучения.

Результаты, полученные с использованием данного способа измерения потока и спектра плотности потока бета-излучения, позволят внести поправки, компенсирующие «ход с жесткостью», таких яппроко .распространенных дозиметров бета-.излучения, как сцинтиллвционный и фотографический, расширяя TBKHM образом, их область применевия.

В нормах;радиационной безоласяости

НРБ-76 нормяруется связанная с дозой,величина предельно допустимого флюэнса (интеграла по времени от плотности потока) бета-излучения, которая, так:как не существует, корректного способа ее прямого измерения, вычисляется расчетным путем для нескольких частных случаев отдельных бета-излучателей и конкретного углового распределения,падающих частиц. На базе предложенного способа возможно создание при бора для измерсния плотности потока или мощности флю энса H спектра плот ности потока HJIIH спектра мощности флюэнса бета-излучения. Подобный прибор должен найти применение при обеспеченки радиационной безопасности.

837209

12 о

Формула изобретения

I

1. Способ измерения плот, ности потока и спектра плотности потока излучения от источника в:выделенной области одно родной среды путем детектиро|вания частиц iH определения числа и амплитудного спектра импульсо в детектора, отличающийся тем, что, с целью повышения точности измерений, в изучаемой области среды между источником и детектором помещают плоскую непрозрачную для излучения диафрагму, .плоскость которой имеет размеры не менее величины максимального пробега частиц излучения в среде, снабженную отверстием, диаметр которого обеспечивает выделение интересующей области среды с заданной однородностью поля излучения, а также экран, отдельные участки которого обладают |различной эффективностью, причем закон изменения эффективности обеспечивает независимость пропускания излучения источника через отверстие диафрагмы |и затем через экран в детектор от полярного угла падения излучения на плос кость отверстия диафрапмы.

2. Способ по п. 1, отличающий ся тем, что диафрагму изготавливают;из материала, зеркально отражающего измеряемое излучение.

Источники информации, принятые во внимание при эксперт иве:

1. Наркевич Б. Я. и Константинов И, E.

Сб. «Вопросы дозиметр ии и защиты от из15 лучанский», вып. 11, М., Атомиздат; 1970, с. 12.

2. Аглинцев К. К. и Касаткин В. П. О физических принципах дозиметрии бета-излучения. В «Сборнике работ по некоторым

20 вопросам дозиметрии m радиометрни ионизирующих излучений». М., Госатомиздат, 19бО (прототип).

837209

/ай

Редактор Е. Месропова

Заказ 251/164 1,зд. У !16 Тира и " 9 Подписное

НПО «11оиск» Государственного комитета СССР по делам изобретений и or;,ðûòèé !!3035, Москва, Я(-35, Раушская наб, д. 4/5

Тип. Харьк. фил. пред. сПатент» ф1

dE

Составитель С. Простов

Техред И. Пенчко Корректор И. Осиповская