Способ измерения плотности потока и спектра плотности потока излучения Советский патент 1982 года по МПК G01T1/16 

нюсхи 1потожа излученя-я от источника s выделенной области одН.О|родной среды путем детекти:ро-ва«и.я частиц и определения числа ,и амолйтудного опек-цра импульсов детектора S.

Основным недостатком Ta toiro сяособа тажже Является иизжая точность измерения йз-за недостаточной изотр апной эффективности регистраци;и излучения.

. Целью .изобретения является повышение точности измерений.

ДЛЯ этого по лредлагаемо му CL40co.6y измерения плотности потомка « спектра плотности потока излучения .в излучаемой области среды между источником и детекTOipiOiM помещают плоокую неЛрозрачиую для излучения диафрагму, плоскость кото.рой имеет размеры не меиее .величины „максимального прОбега частид излучения в среде, сна бжеиную отверстием, диаметр которого обеспечивает выделение интересуемой области среды ic заданной однородностью излучения, а также экран, отдельные участки которого обладают различной эффективностью, причем закон изменения эффективно1сти обеспечивает независимость пропускания излучения источника через отверстие диафрагмы и затем через экран в .детектор от полярного угла падения излучения на плоскость отверстия диафрагмы. Диафрагму изготовляют из материала, aeipкально отражаюш,его измеряемое излучение.

Предлагаемый опособ позволяет, например, Измерять спектр плотн ости потока бета-излучения в диапазоне энергий 10 жэЗ- 10 МэВ в легкоатомных средах с погрешностью 10% и с меньшей точностью в средах с большим зарядом ядра.

Для обоснования В10змо ж:ности и апользования предлагаемого споооба для измарейИ;Я плотности потока и |Спектра плотнос-ш потока бета-излучения в среде сопоставим епо со 1СБойствам и той воображаемой элементарной сферы, кстюрая фигурирует в определении плотности пото-ка.

Эта сфера должна удовлетворять следующим условиям.

Она должна быть за1полнена тем же самым материалом, что и ок ружающая ее рассеивающая ореда (или бл, с точки зрения взаимодействия с измеряемым излучением), чтобы не вносить возмущения в поток, существовавший в измеряемой области ср;еды до появленИЯ сферы.

Радиус сферы должен быть достаточно мал, чтобы лоток в «аждой точке сферы был пра:ктическ;и одинаков.

Элементарная сфера (шли ее (материальное В аплощение) должна обеспечить полный учет числа « эйе|ргии частиц, ироникающих в объем сферы. Это означает, что, если элект рон, пройдя .оквозь сферу, гаретериел обратное |рассея ние от окружающего материала и вновь пересек сферу, то в величине потока должны быть зафиксированы оба пересечения раздельно, что требует бесконечно разрешающего времени детекто)ра.

Полностью удовлетворить этим основным требованиям только идеальный в оображаемый детектор. Поэтому 1мыслвнно заменим идеальный .сферический

детектор с |беоко1нечно малым разрешающим временем - на «че1рную 1сферу (.полностью поглощающую все электроны), с конечным .временным разрешением и оценим ошибки, .к кото.рым приведет такая замеиа при измерений спектра плотности потока электронов или бета-излучения.

Замена идеальной сферы на «черную приведет к уменьшению количества зарегистрированных электронов в основном малых энергий. Спектр незарегистрированных электронов больших анергий при этом практически не изменится. Причиной уменьшения реги.стра.ции является тот , что в случае «черной сферы будут отсутствовать электр.оны, претерпев.ш.ие обратное рассеяние s сферу от окружающего вещества.

Точный расчет уменьшения регистрации при замене идеальной сферы «черной затруднителен, результат зависит от рассеивающего материала, диаметра сферы, энергии электронов в 1опектре, однако возможна о.цен1ка того энергетического порога, выше ;которого эне|ргетическ1нй спектр плотности потока электронов, измеренный «черным детектором с беаконбчяо малым вре, разрешением, .должен практичес.ки совпадать со спектром, зарепистрированным идеальной элементарной сферой.

Результат оценки при плотности материала 0,1 г/сж в тканеэквивалентном материале (,2) при диаметре детектора 2 мм дает ниж.ний порог , не превосходящий 100 кэВ, что .вполне допустимо

при :из.мерении спектра плотности иотока бета-излучения от источнн1ков с высокой граниЧ|НОй энергией, например от источника (граничная эиерлия бета-спектра 1700 кэВ).

В .случае изм.ервния спектра плотности

.пото.ка «.мя.|гк,их бета-излучателей, наприм.ер, S (граничная энергия бета-спектра 167 .1СЭ.В) можно во.апользоваться тканеэквивалентным га.з.ом (азот с небольшой

примесью (более тяЖВлого газа). Здесь при давлении (1 .ат) в .диа1мет|ре .сферы 2 мм энергетический порОг правильного изме рения .апектра для тканеэквивалентной среды составляет 6-7 кэВ, .и этю таК1же вполне

допустимо. В .случае измерения спектра потока бета-иалучения S .в средах с большим, Чем у тка.ни Z, энергетический по.рог иравильной регистращин спектра становится выше и для меди () составит 13-

14.КэВ. Рассмогрим теперь (влияиие соиеч.но.го временяого разрешения ка по:казан.ия «черного детектора. Мы .не ;р.ссматр.иваем здесь влияние коиечного разрешения всего онектфометра на форму -сиектра при больших загрузках - такие искажевия -спектра легко устраняются уменьшением активности источников излучения. Ошибки, связанные с нерегистрацкей (яа фоне первичного попадания) электро«о.в, прошедших идеальную сферу и обрат1но отраженных от окружающей среды, мы уже учли при замене идеальной сферы на «черную. Сушествуют, одлако, еще ошибки, связанные с возможностью практически однозременного поиада-ния в детектор первичного электрона и электронов вторич.ной электрояной шубы, окружающей трек первичного электрона. Конечные размеры детектора делают невозможной регистрацию такой шубы, т. е. фактически некоторой низкоэнергетргческой части спектра электронов. Оце;НИ вая энергетический порог регистрации, .можно придти к выводу, что он во всех случаях яе выше, чем эн1е1ргетический порог, возникающий вследствие замены идеальной сферы на «черную. Оценки ошибок, связанных с заменой идеальной сферы € беслшнечно малым временным разрешением на «черную с конечным временным разрешением, проводились с погрешностью, не превышающей 5%. Однако т руяности, возникающие п,р;и непосредственной, .буквальной реализации даже «черного изотропного спект ромет рического детектора полного погло.щен,ия носят прин ципнальный характер, и в;идимо, непреодолимы. Речь может идти о том, чтобы обойти эти трудности, и едииственяой возможностью здесь яiвляeтcя ио1пытка 1мо.делирова,н1ия требуемых условий измерения. На фиг. 1. представлана .схема иамерения плотности потока бета-излучения; на фиг. 2 - экспе1риментальный график эффективности р1еги.стращии (для бета-излучения-), обеспечивающий компенсацию ани.зотропии 1В1П.лоть .до угла 6 75°; на фиг. 3 - два трека частищ, в однородной .среде без диа.фрагмы (.оплошные линии) и измененные из-за наличия зеркальной диафрагмы участки этих треков (тунктир); на фиг. 4 - схема реализации предлагаемого способа и;змерен..ий опект р.а тлотности потока бета-излучения: на фиг. 5 - фигурный зжран. На .фиг. 6 приведены результаты и.з.мерения юпектра плотности потока (точки) и расчета (линия). На чертеже показаны источник 1 бетаизлучения; плоская диафрагма 2 с круглым .отверстием 3, 1спектрометрическ1ий детектор 4 полного поглощения, одинаково регистрирующий электроны, падающие на него под любым углом; фигурный экран 5, назначение котороапо будет описано ниже стройство на ф,иг. 1 обладает аксиальной им:метрией. Пространство над диафрагмой заполнено однородным рассеиВающи.м изучение материалом, а рассеянием и полощением излучений на пути от отверстия до детектора 4 щренебрачь. Сущность пердлагаемого способа измеения связана с двумя его особенностями. Достижение изотропной чувствительости устройства в пределах телесного угла близкого к 2я. Излучение, падающее а диафрагму 2, пропускается отверстием по-разному, в за-висимости от угла падеия 9. Очевидно, что пропускание пропорциональное cos 6, т. е. изменяется от 1 до при изменени.и 9 от О до у . Поместим .на путк отверстия 3 к детектору 4 непрозрачный для излучения фигурный экра.н 5, задерживающий часть падающего на него излучения. П.рспусх.а:1гие экрана сделаем пропорциональным (cos 9) . В этом случае находящийся за экраном спектрометрический детектор 4, который .в отсутствие экра.на 5 регистрировал бы все из.лучение, прошедщее через отверстие 3 (т. е. имел бы телесный угол регистрации 2я), при наличии экрана будет обладать угловой зависимостью чувствительности, пропорциональной (cos 9). При этом система из диафрагм, экр;ана и детектора за счет компенсации угловой зависимости пропускания отверстия углозой зависимостью лр.опускания экрана будет обладать изотроп.ной чувствительностью. Ясно, что компенсация анизотропии пропускания отверстия 3 не .может быть полной - нельзя обеспечить бесконечно высокую эффективность регистрации при , однако не представляет труда о5еспеч1ить ее вплоть до углов в, достигающих 80-85°. Моделирование изотропной эффективности регистрации в телесном угле 4л. Рассмотрим еще одну функцию, которую должн.а ВЫПОЛНЯТЬ диафрагма 2. Представим себе, что верхняя (оо стороны источника излучения) поверхность .диафрагмы обладает свойствами 1идеального зеркала для излучения. Это означает следующее: вопервых, каждая частица, попавшая на поверхность, отражается, иначе говоря, числовой коэффициент обратного рассеяния 1, во-вторых, потери энергии при отра, жении отсутствуют, или 0, где АЕ - средняя потеря энергии частицей отражении, EQ - энергия падающей частицы, и, в-третьих, угол падения частиды в равен углу отражения вь Последнее условие можно записать та.кже в виде (cos 9i) cos 6 1, где черта означает ус реднение. Яано, что в реальных сл учаях (иаириме р, для хорошо известного отражения видимого света) условия отражения вьшоляяются с олределенной степенью точности и все три равенства могут быть только приближенными. Рассмотрим (р,аап;рост,ра,нение частиц в однородной рассеивающей среде в отсутствии и при наличии идеальной «зеркальной поверхности д.иафра гмы. Очевидно, что для частиц, идущих в отсутствии диафрагмы из верхнего полупростраиства и проходящих с:квозь площадь отв1е)рстия 3 диафра:Гмы 2, .ен:ие зеркальиой диафрагмы ничего не изменяет; частицы же, гаападающие в отсутствии диафрагмы снизу, после отражения от зеркальной диафрагмы также регистрируются детекторам, иопадая в него симметрично iCBepxy. Таким образом, изотрапное в телесном угле 2я устройство со.вMiecTHO с идеальным зеркалом для излучения является эквивалентом, полной моделью сложного для прямой реализации полностью изотропного (щ телесном угле 4я) детектора полного . поглощения («черная сфера), окруженного со всех сторон однородным рассеивающим матери.алом. Из фиг. 3 видно, ЧТО равенства .плотностей потока и энер1гетических ipacлределаний частищ для дв1ух указанных геометрий, имеет место и сходство угловых распределений. Отличие (будет лищь .в том, что все частищы, попадающие со стороны нижнего полупространства в «черную сферу, заменяются в случае изотропного в телесном угле 2я детектора зе р:кально cHiMметрич,ными частицами, П10(П1адающим1И в модели1р|ующее эту сферу отверстие диафрагмы 2 сверху. Реализация зеркальных свойств диафрагмы сравнительно легко осуществима, HainpHMeip, для видимого .света. Однако она затруднителынл для электронов ;и бета-излучения. Действительно, если не мопользовать явно непри мен,имых здесь методов электровной .01ПТИ1К1И, осуществить зеркальность диафрагмы, на1нрнме р, изготавливая ее из материала с большим номером, удается частично. Условия отражения, на1приме р, от св«н;ца () выполняются весьма приближенно, к тому же параметры отражения -F-- , 00S в заметно зависят от угла падения и энергии падающего электрона. Для свинца параметры отражения для некоторых энергий и У1ГЛО1В падения ириведегны в та-блице. Величина (cos 61) lOOS в слабо зависит от энер1гии и (Величины в и составляет для (Нормального падения около 2; с ростом 0 она постеяенно падает, до1стигая при 6 60° едини(цы, а в дальнейщем почти не изменяется. Строгий расчет KOHKpie-nHbix ошибок, связанных с недостаточной зеркальностью диафрапмы (увеличение Z вплоть до урана, , практически мало что меняет), возможен лишь для «онкретной геометрии источйиков излучения с Зчетом рассеивающей среды и энергии электронов и сводятся к достаточно сложному (решению задачи переноса электронов; он в данном случае .нецелесообразен, но мы можем оценить эти ошибки для некоторых когакретных случаев. Одеака показывает, что в случае тканеэквивалентной среды (,2) ошибка в плотности потока за счет недостаточной зеркальности свинцовой диафрагмы при измерении электронов с энерлией 50- 2000 кэВ не (превосходит 12%, а в случае измерения в среде с () не превосходит 25%. Таким образом, по двум критериям: допустимости замены идеалыной сферы «черным детектором и допустимости иопользоваиня .несовершенного свинцо1вого зеркала для электронов, границей области отрименен|НЯ предлагаемого опо.ооба является случай измерения в среде с (медь) (верхняя Г1ран(Ица атом1Н01по номера) спектра потока от бета-излучателей с граничной энергией 150-200 :КэВ (нижняя грани1ца энергии). В (Поле излучения источ1ника 1 (в данном опыте использовался практически точеч|НЫй источник Sг °-|-Y ° активностью 10мкКи) располагается свинщовая диафрагма 2 с диаметром 150 мм и толщиной 1 мм. Пространство 1М(ежду источником и диафраг,мой заполнялось слоями пенопласта 6 00 средней плотностью 0,1 г/см и диаметром большим максимального пробега электронов бета- излучеН(ИЯ °Sr + Y ( -100 мм). Сверху источник излучения за.крьгт слоем пенопласта 7 толщиной 50 ММ для обеопечевия геометрии измерения в бесконечной среде. Диаметр .отверстия 3 в центре диафрапмы 2 мм. Пластмассовый цидИ(НД ричбский сцтантиллЕвдонный детектор 4 с диаметром 42 М,м и высотой 25 мм верхней плоскостью касается диафра(Гмы, нижняя его часть оптически сочленена с ФЭУ, импульсы которого после усиления регистрируются мнотокаНальным анализатором иймпульсов. Прилепающая к диафрагме часть сцинтиллятора имеет полусферическое углубление 8 с радиусом 13 мм, Причем Центр лолусферы .находится ,на оси сцинтиллятора и coвlПlaдa eт с щенгром верхней поверхности диафрагмы. Для улучшения светосбора боковая и Берх1няя плоская поверхность одинтиллятора пожрыта светоотражающим составом. Система камленсации анизотропия пропускания отверстия в диафрагме вьшоднена в виде непрозрачного для излучения фигурного экрана 5, имеющего форму полусферической и лежащего аксиально симметрично на дне полусферического углубления в сцинхилляторе 4. Эта чаша . сделана из щести овиицовых лепестков, :разделенных зазорами. Форма лепестков определялась путем геометрического расчета, исходя из необходимости компенсации анизотропии пропускания в определенло.м диапазоне углов в. Расчет экрана сводится к выбору предельного угла компенсации в„ах и выполнению условий .компенсации в угле от О до вшах. Для выполнения условий кошпенсащии достаточно, чтобы экрал оставлял отнрытой для частиц, влетающих в отверстие диафрагмы под углом во, часть поверхС050„ахттгности, пропорциональнуюн- Для это:ро достаточно, чтобы из общей длины окружности 2R sin во экран Составлял открытую часть )пй ° 1 О111Т 7(чу-. cos9n Фигурный экран 5 со стороны, обр.ащенздой к сцинтиллятору, покрыт светоотражающим составом; .на сторону, обращеиную к .диафрагме, с целью уменьшения обратного рассеяния электронов, нанесен слой легкоатомного материала толщиной 1,5 мм. Эффективность .компенсации анизотропии .вропускания диафрагмы с помощью такого э.кр.а.на была проведена экоперименталвно с (ПОМОЩЬЮ жоллимирощанного источн1ика излучения . Проверке подвергался Компенсирующий э.К)ра.н с предельным углом компенсации 75°. Результаты проверки показаны на фиг. 2 (точки - эксперимент, сплощная линия - расчет). Любое измерение спект1ра 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 шол1ностью закрыть для бета-излучения ЛИШЬ отверстие 3 с тем, чтобы остальная .площадь диафрагмы 2 подвергалась тажому же облучению, как и во время первой экспозиции. Первую экспозицию назовем полным измвр;анием, .вторую измерением фона. Для получения спектра потока спектр фона вьститается из полного .спектра. Необходимость вто:р1рй Э.КСПОЭИЦИИ (кро.ме существования фона в обычном смысле) обзсловлена тем, что для уменьшения краевых эффектов и улучшения геометриИ измерения отверстие .в диафрагме имеет форму усеченного конуса, обращедшого больщим основанием к сцинтиллятору, а это цриводит К тому, что часть электронов при полном измерении поладает е сцинтиллятор по;мимо отверстия 3; кроме тало, в СВИНЦО.ВОЙ диафрагме .возникает то.рмозное излучение, которое также регистрируется детектором. При вычитании из полного спектра фола мы .избавляемся от ошибок, связанных с этими двумя факторами. В качестве проверки работоспособности способа и iBcero устройства для его реализации .в целом был измерен спектр плот ности потока на границе пол у бесконечного однородного источника . Из фиг. 6 видно, что совпадение результатов хорошее. Оценивая технико-экономическую эффективность предлаг.аемого изобретения, следует отметить, что в настоящее .вр|емя не существует не только приборов, но даже способа корректного измерения .плотности потока и спектра плотности потока электронов и бета-излучения. Результаты, полученные с использоваиием данного onocoi6a измерения потока и спектра плотности потока бета-излучения, позволят внести поправки, компенсирующие «ход с жесткостью, так1их швроко pacnipocTpaHeHHbix дозиметров бета-.излучения, как СЦИНТИЛЛЯ1ЦИОННЫЙ и фотографический, расширяя таким образом, их область применения. В нормах радиационной безопа.сиостсИ НРБ-76 но|р.мируется овязан1ная .с дозой .величина предельно допустимого флюэнса (интеграла по .времени от плотности потока) бета-излучбния, которая, так как не существует корректного способа ее прямого измерения, вычисляется расчетным путем для нескольких частных случаев отдельных бета-излучателей и конкретного углового р а определения падаюших частиц. На -базе пре1дл.о.жан.ного способа возможно создание прибора для измерения плотности потока или М.ОЩНОСТИ флюанса и спектра плотности потока или спектра «мощности флюэнса бета-излучения. Подобный П1рибор должен найти иримеиение при обеспечении радиационной |безопа.сности.

Формула изобретения

1. Способ изме реаия плотности потока и спектра плотности пото,ка излучения от источника в выделенной области 0ДНО|родной среды путем детектирования частиц и определения числа и амплитудного спектра импульсов детектора, отличающийся тем, что, с целью повышения точности измерений, в изучаемой области среды между источником и детектором помещают плоскую невр|Озрачную для 1излучения диафрагму, плоскость которой iKMeeT 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 та.кже экран, отдельные участки которого обладают 1различной эффективностью, пр:Ичем закон 1из:менения эффективности обеспечивает независимость пропускания излучения источника через отверстие диафрагмы и затем через экран в детектор от полярного угла падения излучения на плоскость отверстия диафрапмы. 2. Способ по п. 1, отличающийся тем, что диафрагму изготавливают ;из материала, зеркально отражающего измеряемое излучение.

Источники информации, принятые во внимание при экспертизе:

1.Наркевич Б. Я. и Кон стантинов И, Е. Сб. «BonpOiCbi дозиметрии и защиты от излучений, вып. И, М., Атомиздат; 1970, с. 12.

2.Аглинцев К. К. и Касаткин В. П. О физических принципах дозиметрии бета-излучения. В «Сборнике работ по некоторым BonipocaiM дозиметрии « радиометрии ионизирующих излучвН1ИЙ. М., Госатомиздат, 1960 (прототип).

Фаг. /

A.

/7 -fff Sff Sff ffff

((fps. 2

ТчЛХХХХ

dN dE

Ai: .;/ПУ/

/oJff