ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2023, том 86, № 5, с. 634-638

ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ

МОДЕЛИРОВАНИЕ ИОНИЗАЦИОННЫХ ПОТЕРЬ В ЗАЗОРАХ

ДЕТЕКТОРА БЫСТРЫХ НЕЙТРОНОВ НА ОСНОВЕ СЛОЯ¹⁰B

И ГАЗОВОЙ КАМЕРЫ

Поступила в редакцию 02.03.2023 г.; после доработки 20.04.2023 г.; принята к публикации 20.04.2023 г.

Выполнено моделирование ионизационных потерь в нескольких последовательных зазорах нейтрон-

ного детектора. Он основан на конвертере из твердого слоя бора-10 и газовой камере. Показано,

что распределение ионизационных потерь в газовых зазорах существенно меняется в зависимости от

энергии падающих нейтронов. Этот факт можно использовать для контроля энергии потока нейтронов

с помощью этого детектора.

DOI: 10.31857/S0044002723050355, EDN: IFDUYA

1. ВВЕДЕНИЕ

которая недавно нами использовалась в экспери-

менте с помощью прототипа детектора [9]. Новый

Позиционно-чувствительный нейтронный де-

детектор позволит расширить возможности для

тектор (ПЧНД), основанный на¹⁰B или¹⁰B₄C

исследования взаимодействия нейтронов с легкими

слоях, совмещенных с газовой камерой, недавно

ядрами, такими как⁶Li,⁷Li,⁹Be,¹⁰B,¹¹B и другими,

были построены в Германии [1], Италии [2], Китае

с определением величины начальной энергии ней-

[3] и в нашей Лаборатории атомного ядра ИЯИ

трона.

РАН [4, 5]. Наш детектор, в отличие от детекторов

всех других лабораторий и предназначенных преж-

де всего для регистрации тепловых и медленных

2. РЕГИСТРАЦИЯ НЕЙТРОНОВ

нейтронов, также подходит для детектирования

ПО ИОНИЗАЦИОННЫМ ПОТЕРЯМ

быстрых нейтронов с энергиями свыше 1 МэВ [6].

В ЗАЗОРАХ

Он работает благодаря ядерным реакциям:

Детектор имеет следующую структуру. Изотоп

n + ¹⁰B → ⁴He(E_тепл. = 1.73 МэВ) +

бор-10 толщиной 0.003 мм осаждается на стек-

лянной или кремниевой пластине во внутренней

+⁷Li(E_тепл. = 1.013 МэВ),

(α₀)

части детектора. Анодами служат сетки из про-

волок из вольфрам-рениевого сплава диаметром

d_A = 0.02 мм, покрытых золотом и натянутых на

n + ¹⁰B → ⁴He(E_тепл. = 1.47 МэВ) +

прямоугольные каркасы, а катодами — сетки из та-

+⁷Li(E_тепл. = 0.841 МэВ) + γ(0.481 МэВ). (α₁)

ких же проволок диаметром d_C = 0.05 мм. Сборка

из чередующихся плоскопараллельных анодных и

Ионизационные потери вторичного ядра прямо

катодных сеток с одинаковыми газовыми зазорами

зависят от угла вылета и энергии (в МэВ-ном

образует пропорциональную камеру.

диапазоне) вылетающего ядра. Поэтому по этим

С проволочек этих сеток регистрируются заря-

значениям можно определить энергию нейтрона [7].

довые сигналы. Детектор заполнен газовой смесью

Заряженная частица, например ядро⁴He или⁷Li,

Ar + 25%CO₂ при атмосферном давлении.

может быть идентифицирована и определена ее

Каждый из четырех газовых зазоров имеет ве-

энергия по ионизационным потерям в последова-

личину 2.5 мм, оптимальную для регистрации ней-

тельных газовых промежутках детектора [8]. Чрез-

тронов в диапазоне энергий от 1.8 до 4 МэВ. Ядра

вычайно важной особенностью нашего детектора

является также возможность определять вклады

⁴He и⁷Li из вышеупомянутых ядерных реакций

различных каналов реакций, например, α₀ и α₁,

могут быть зарегистрированы в проволочной про-

порциональной камере. Зарегистрированные ам-

¹⁾Институт ядерных исследований Российской академии

плитуды импульсов от четырех проволочных сеток

наук, Москва, Россия.

пропорциональны потерям на ионизацию в газовых

^*E-mail: potashev@inr.ru

промежутках.

634

МОДЕЛИРОВАНИЕ ИОНИЗАЦИОННЫХ ПОТЕРЬ

635

250

200

150

100

0.4

0.6

0.8

1.0

1.2

1.4

1.6

1.8

2.0

E, МэВ

Рис. 1. Спектры ионизационныхпотерь альфа-частиц от α0-реакции при En = 1.8 МэВ. Кривые: 1 — в нулевом газовом

зазоре; 2 и 3 — в первом и втором газовых зазорах детектора, если сигнал третьего газового зазора выше порога 0.1 МэВ;

4 — спектры сигналов суммы потерь на ионизацию от второго и третьего газовых зазоров; 5 — аппроксимация Гаусса.

350

300

250

200

150

100

0.4

0.6

0.8

1.0

1.2

1.4

1.6

1.8

2.0

E, МэВ

Рис. 2. Спектры ионизационных потерь альфа-частиц от α0- и α1-реакций при En = 2.5 МэВ. Кривые: 1 — в нулевом

газовом зазоре; 2 и 3 — в первом и втором газовых зазорах детектора, если сигнал третьего газового зазора выше порога

0.1 МэВ; 4 — спектры сигналов ионизационных потерь от суммы второго и третьего газовых зазоров, образованные

альфа-частицей отдельно в результате реакции α0; 5 — тоже отдельно в результате реакции α1; 6 — тоже в результате

реакций α0 и α1 вместе; 7 — аппроксимация Гаусса.

3. НЕЙТРОННОЕ СЕЧЕНИЕ

Здесь:

И АППРОКСИМАЦИЯ

A₁ = 0.93; Ec1 = 0.32; w₁ = 0.40;

Сечение тепловых нейтронов вплоть до E_n =

A₂ = 0.54; Ec2 = 0.30; w₂ = 1.80;

= 0.1 МэВ можно описать формулой:

A₃ = 0.36; Ec3 = 0.30; w₃

= 2.75;

σ_th = 10(-0.196-0.497∗lg(E)).

(1)

A₄ = 0.30; Ec4 = 0.45; w₄ = 3.70;

Однако нейтронное сечение имеет сложное по-

A₅ = 0.11; Ec5 = 1.60; w₅ = 6.10;

ведение в диапазоне нескольких МэВ. Мы полу-

A₆ = 0.049; Ec6 = 6.0; w₆ = 15.0.

чили формулу аппроксимации нейтронного сече-

ния для E_n от 0.25 до 7 МэВ, используя данные

Использовались значения соотношения вкла-

справочника [10] и данные из библиотек ENDF и

дов α₀- и α₁-реакций из работы [11]. Для моде-

JENDL:

лирования ионизационных потерь заряженных ча-

σ = ΣAi exp(-0.5((E - E_ci)/w_i)²),

(2)

стиц в зазорах детектора была создана программа

i = от 1 дo 6.

на языке g++ в ОС Linux. Алгоритм программы

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№5

2023

636

ПОТАШЕВ

800

600

400

200

0.4

0.6

0.8

1.0

1.2

1.4

1.6

1.8

2.0

E, МэВ

Рис. 3. Спектры ионизационных потерь альфа-частиц от α0- и α1-реакций при En = 3 МэВ. Кривые: 1 — в нулевом

0.1 МэВ; 4 — спектры сигналов ионизационных потерь от суммы второго и третьего газовых зазоров, образованные

реакций α0 и α1 вместе; 7 — аппроксимация Гаусса.

1600

1400

1200

1000

800

600

400

200

0.4

0.6

0.8

1.0

1.2

1.4

1.6

1.8

2.0

E, МэВ

Рис. 4. Спектры ионизационных потерь альфа-частиц от α0- и α1-реакций при En = 4 МэВ. Кривые: 1 — в нулевом

0.1 МэВ; 4 — спектры сигналов ионизационных потерь от суммы второго и третьего газовых зазоров, образованные

реакций α0 и α1 вместе; 7 — аппроксимация Гаусса.

следующий: произведено равномерное распределе-

из α₁-реакции с испусканием⁴He,⁷Li и γ-кванта

ние случайного числа в диапазоне от -1 до +1 для

при энергии 1.8 МэВ недостаточно, чтобы вызвать

косинуса угла вылета ядер в системе центра масс

событие. Нумерация газовых зазоров ведется от

cos θ_c.m., что обеспечивает равные телесные углы. В

нуля до трех.

программе используется формула аппроксимации

Предположим, что триггер срабатывает при по-

нейтронного сечения, таблица удельных ионизаци-

лучении сигнала от последнего третьего зазора.

онных потерь и релятивистские законы сохранения

В этом случае принимаются во внимание энерге-

импульса и энергии.

тические потери только ядра⁴He из-за того, что

сигнал от ядра⁷Li отсутствует. Порог 0.1 МэВ

3.1. Моделирование ионизационных потерь

в третьем промежутке установлен для подавле-

при 1.8 МэВ

ния фона. Смоделированные спектры потерь на

α₀-Реакция реализуется только с испусканием

ионизацию альфа-частиц от α₀-реакции в нулевом,

⁴He и⁷Li ядер без γ-кванта. Энергии ядер⁴He и⁷Li

первом и втором газовых промежутках детектора

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№5

2023

МОДЕЛИРОВАНИЕ ИОНИЗАЦИОННЫХ ПОТЕРЬ

637

E₂ + E₃, МэВ

реакций вместе. Выполнена математическая под-

гонка гауссового распределения к последней из вы-

1.3

шеупомянутых кривых для того, чтобы определить

положение его максимума. Разность между энер-

гетическими потерями реакций α₀ и α₁ возникает

1.2

за счет энергии 0.481 МэВ, унесенной γ-квантом.

Следовательно, энергия ядер⁴He и⁷Li уменьшает-

1.1

ся, а энергия их потерь — увеличивается. События,

принадлежащие только ядерной реакции α₀, можно

отобрать, применяя нижний и верхний пороги в

1.0

третьем (или/и другом любом зазоре). Затем мож-

вычитанием вклада

но получить вклад реакции α₁

0.9

реакции α₀ из суммарного спектра.

0.8

3.3. Моделирование ионизационных потерь

1.5

2.0

2.5

3.0

3.5

4.0

4.5

при 3 и 4 МэВ

E, МэВ

Расчетные спектры ионизационных потерь ядра

Рис. 5. Положение максимума в распределении ап-

⁴He из обеих реакций α₀ и α₁ в нулевом, первом

проксимации Гаусса в спектре суммы сигналов второго

и третьего газовых зазоров для α0- и α1-реакций

и втором газовых зазорах детектора, если получен

вместе в зависимости от энергии потока нейтронов.

сигнал от третьего зазора, показаны на рис. 3 и

Прямая линия — линейная аппроксимация.

рис. 4 соответственно при энергии E_n = 3 МэВ

и E_n = 4 MэВ. На рис. 3 и рис. 4 показаны

также спектры суммарного сигнала ионизационных

при наличии сигнала третьего газового промежутка

потерь от второго и третьего газовых зазоров,

при E_n = 1.8 МэВ представлены на рис. 1. Потери

индуцированного альфа-частицей из реакций α₀,

энергии увеличиваются, а спектр расширяется при

α₁, а также обеими реакциями α₀ и α₁ вместе.

увеличении индекса зазора. Для каждого полезного

Неучтенная остаточная потеря энергии мала и ею

события также суммировались остаточные потери

можно пренебречь вплоть до E_n = 4 МэВ в случае,

энергии во втором и третьем промежутках. Смоде-

если альфа-частица прошла все зазоры и покинула

лированные спектры суммарного сигнала иониза-

детектор. Эта остаточная энергия влияет только на

ционных потерь от второго и третьего газового про-

форму спектра, но не на положение максимума, ко-

межутка, создаваемого альфа-частицами из α₀-

торое используется в дальнейшем анализе энергии.

реакции, также показаны на рис. 1. Аппроксимация

распределением Гаусса последней упомянутой кри-

вой была выполнена для определения положения

4. ОПРЕДЕЛЕНИЕ ЭНЕРГИИ

его максимума. Индекс зазора, в котором останав-

НЕЙТРОННОГО ПОТОКА

ливается частица, может указывать на неточную

Значения положения максимума в спектре сиг-

величину энергии нейтрона.

нала суммы ионизационных потерь от второго и

третьего газовых зазоров, индуцированных ядром

вместе, могут быть

⁴He от обеих реакций α₀ и α₁

3.2. Моделирование ионизационных потерь

использованы для восстановления характеристи-

при 2.5 МэВ

ческой энергии потока нейтронов, как это показано

на рис. 5. Если принять за наиболее вероятное

Реакция α₁ с испусканием⁴He,⁷Li и γ-кванта

значение центр тяжести распределения суммы по-

должна учитываться при E_n = 2.5 МэВ и выше. На

терь и сопоставить его заданной энергии, то по-

рис. 2 показаны расчетные спектры ионизационных

лучим линейную зависимость от энергии. Здесь

потерь альфа-частицы из обеих реакций α₀ и α₁

ошибки — это неопределенности энергии из-за

в нулевом, первом и втором газовых зазорах де-

несоответствия формы спектра и гауссовского рас-

тектора, если в третьем газовом зазоре появляется

пределения.

сигнал при E_n = 2.5 МэВ. Можно видеть, что рас-

стояние между максимумами в спектрах для трех

5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

номеров газовых зазоров увеличивается и спектры

еще более расширяются. На рис. 2 также показаны

Проведено моделирование потерь энергии в за-

расчетные спектры суммарного сигнала от второго

зорах детектора быстрых нейтронов. Потери энер-

и третьего газовых зазоров, производимых альфа-

гии увеличиваются, а спектр расширяется в зави-

частицей из реакции: α₀, α₁, а также из обеих этих

симости от номера зазора. Величина положения

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№5

2023

638

ПОТАШЕВ

максимума в спектре сигнала суммы ионизацион-

E. S. Konobeevskii, S. P. Kuznetsov, V. N. Marin,

ных потерь от второго и третьего газовых зазо-

V. N. Ponomarev, and G. V. Solodukhov, J. Surf.

Investig. X-ray, Synchrotr. Neutr. Techn. 12, 627

ров, индуцированных⁴He от обеих реакций α₀ и

(2018).

α₁ вместе, пропорциональна энергии нейтронов.

События, относящиеся только к ядерной реакции

5. S. I. Potashev, A. A. Afonin, Yu. M. Burmistrov,

α₀, можно отобрать, применяя нижний и верхний

A. I. Drachev, E. S. Konobeevskii, V. N. Marin,

I. V. Meshkov, S. Kh. Karaevskii, A. A. Kasparov,

пороги в последнем или/и любом другом зазоре

V. N. Ponomarev, G. V. Solodukhov, and S. V. Zuyev,

детектора.

Bull. Russ. Acad. Sci.: Phys. 85, 1068 (2021).

6. S. I. Potashev, A. I. Drachev, Yu. Burmistrov,

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

S. Karaevsky, A. Kasparov, V. Ponomarev, and

1. M. Henske, M. Klein, M. Kohli, P. Lennert,

G. Solodukhov, EPJ Web Conf. 231, 05010 (2020).

G. Modzel, C. Schmidt, and U. Schmidt, Nucl.

7. А. А. Каспаров, С. И. Поташев, А. А. Афонин,

Instrum. Methods A 686, 151 (2012).

Ю. М. Бурмистров, А. И. Драчев, Изв. РАН. Сер.

2. F. Piscitelli, F. Messi, M. Anastasopoulos, T. Brys,

физ. 85, 694 (2021).

F. Chicken, E. Dian, J. Fuzi, C. Hoglund, G. Kiss,

8. I. Lehraus, R. Mattehewson, and W. Tejessy, Nucl.

J. Orban, P. Pazmandi, L. Robinson, L. Rosta,

Instrum. Methods A 196, 361 (1982).

S. Schmidt, D. Varga, T. Zsiros, and R. Hall-Wilton,

J. Instrum. 12, 03013 (2017).

9. S. I. Potashev, A. A. Kasparov, and V. N. Ponomarev,

3. Jianrong Zhou, Q. Xiu, X. Zhou, Jianjin Zhou, L. Ma,

Bull. Russ. Acad. Sci.: Phys. 86, 1079 (2022).

Ch. J. Schmidt, M. Klein, Y. Xia, L. Zhou, C. Huang,

10. Tables of Physical Quantities, Еd. by I. K. Kikoin

G. Sun, B. Hu, Z. Sun, and Y. Chen, Nucl. Instrum.

(Atomizdat, Moscow, 1976).

Methods A 953, 163051 (2020).

11. R. Bevilacqua, F.-J. Hambsch, M. Vidali, I. Ruskov,

4. S. I. Potashev, Yu. M. Burmistrov, A. I. Drachev,

S. V. Zuyev, S. Kh. Karaevskii, A. A. Kasparov,

and L. Lamia, EPJ Web of Conf. 146, 11010 (2017).

IONIZATION LOSS SIMULATION IN GAPS OF FAST NEUTRON

DETECTOR BASED ON¹⁰B LAYER AND GASEOUS CHAMBER

S. I. Potashev¹⁾

¹⁾Institute for Nuclear Research of Russian Academy of Sciences, Moscow, Russia

An ionization loss simulation in several sequent gaps of the neutron detector is performed. It is based on the

rigid layer converter so as boron-10 and gaseous chamber. It was shown that the distribution of ionization

losses over gas gaps varies significantly depending on the incident neutron energy. The fact can be used to

control the energy of the neutron flux using this detector.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№5

2023