1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Известия РАН. Серия физическая
  4. T. 83, № 4, 2019

Известия РАН. Серия физическая, 2019, T. 83, № 4, стр. 525-529

Временной режим работы сцинтилляционных детекторов для измерения наводимой активности 12B и 12N на импульсных ускорителях электронов

Л. З. Джилавян 1, *, А. М. Лапик 1, А. В. Русаков 1

1 Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт ядерных исследований Российской академии наук
Москва, Россия

* E-mail: dzhil@cpc.inr.ac.ru

Поступила в редакцию 01.10.2018
После доработки 15.10.2018
Принята к публикации 19.11.2018

Полный текст (PDF)

Аннотация

Рассмотрены возможности измерений во временных интервалах между пучковыми импульсами ускорителя электронов наводимой активности короткоживущих радиоизотопов 12N (T1/2 ≅ 11.0 мс) и 12B (T1/2 ≅ 20.2 мс), образуемых в проверяемых объектах при их облучении короткими импульсами пучка. Для решения задачи применен метод переключений до и после каждого импульса пучка питания делителей фотоэлектронных умножителей на сцинтилляционных детекторах, используемых для регистрации частиц, испускаемых из объектов при распадах образованных в них 12N и 12B.

ВВЕДЕНИЕ

В работах [1–5] был предложен в трех вариантах фотоядерный метод обнаружения скрытых взрывчатых веществ и наркотиков (МОВВН), основанный на регистрации наводимой активности короткоживущих радиоизотопов 12N (β+-распад, максимальная кинетическая энергия испускаемых в распаде β-частиц Eβmax ≈ 16.3 МэВ, период полураспада T1/2 ≅ 11.0 мс [6]) и 12B (β−-распад, Eβ max ≈ 13.4 МэВ, T1/2 ≅ 20.2 мс [6]), являющихся практически уникальными среди тех, у которых T1/2 ≈ (3–80) мс и которые могут быть получены в фотоядерных реакциях с пороговыми энергиями Eп ≤ 50 МэВ и с удалением ≤3 нуклонов из стабильных ядер-мишеней, имеющих естественное изотопное содержание ηи > 1% [3, 7]. В различных вариантах МОВВН предлагается получение изотопов 12N и 12B за время каждого импульса пучка импульсного ускорителя электронов и регистрация наведенной активности 12N и 12B между этими импульсами. Рассматривается получение 12N и 12B в реакциях (I–III):

(I)
$\begin{gathered} \gamma + {{\;}^{{14}}}{\text{N}}({{\eta }_{{\text{и }}}} \approx 99.6\% ) \to \\ \to \,{{\,}^{{12}}}{\text{N}} + 2n({{E}_{{\text{п }}}} \cong 30.6{\text{ М э В }}\left[ 6 \right]); \\ \end{gathered} $
(II)
$\begin{gathered} \gamma + {{\;}^{{14}}}{\text{N}}({{\eta }_{{\text{и }}}} \approx 99.6\% ) \to \\ \to \,{{\,}^{{12}}}{\text{B}} + 2p({{E}_{{\text{п }}}} \cong 25.1{\text{ М э В }}\left[ 6 \right]); \\ \end{gathered} $
(III)

Ранее в [7] удалось с использованием программы MCNPХ-5 [8] получить важное для понимания аспектов МОВВН адекватное модельное описание эксперимента [3], проведенного на графитовой мишени по регистрации активности 12B, образуемой в реакции (III), для сечения которой имеются согласующиеся друг с другом экспериментальные данные [9–11]. Дальнейшему изучению МОВВН с помощью аналогичного модельного описания экспериментов, проводимых на мишенях, содержащих концентрации азота, препятствует ограниченность экспериментальных данных о сечениях реакций (I) и (II) (см. об этом в [12]). Вместе с тем получение экспериментальной информации о сечениях реакций (I) и (II) представляется важным и для дальнейшего развития усиленно разрабатываемых в настоящее время моделей ядерных реакций (прежде всего, TALYS [13] и EMPIRE [14]), которые, как показано в [12], больше, чем на порядок, “недооценивают” такие редкие каналы девозбуждения легких ядер, как двухнейтронный и двухпротонный, ответственные соответственно за реакции (I) и (II). Как для развития МОВВН вообще, так и для проведения измерений сечений реакций (I) и (II), в частности, необходимо решение вопросов регистрации излучения от распадов 12N и 12B, образуемых в фотоядерных реакциях на импульсных ускорителях электронов.

Настоящая работа посвящена рассмотрению особенностей регистрации излучения от распадов 12N и 12B, образуемых в реакциях (I)–(III) на импульсных ускорителях электронов, и выяснению роли изменения временных режимов работы сцинтилляционных детекторов при регистрации активности 12N и 12B. Рассмотрение ведется, прежде всего, для случаев закрытых пучковых залов на ускорителе электронов, предполагаемых, в частности, для проверки багажа авиапассажиров.

ОСОБЕННОСТИ РЕГИСТРАЦИИ ИЗЛУЧЕНИЯ ОТ РАСПАДОВ 12B и 12N, ПОЛУЧАЕМЫХ НА ИМПУЛЬСНЫХ УСКОРИТЕЛЯХ ЭЛЕКТРОНОВ

Импульс пучка ускорителя электронов сопровождается тормозными фотонами, а при превышении кинетической энергии электронов порогов соответствующих реакций и быстрыми фотонейтронами, образуемыми практически одновременно с пучком (в смысле рассматриваемой здесь задачи) как по ходу ускорения пучка при его потерях, так и в проверяемом объекте, в стоящем перед ним радиаторе (при его наличии) и, наконец, в зале облучения (в его стенах, поле, потолке, а также в “ловушке” пучка и в размещенном в зале оборудовании (если оба последних имеются)). Такой квазимгновенный фон может “ослеплять” устанавливаемые для регистрации активности 12N и12B детекторы. Представляется также весьма опасным растянутый во времени t после импульса пучка фон от упомянутых фотонейтронов, которые “гуляют” по закрытому залу проведения облучений, замедляются и испытывают радиационные захваты, что дает свой γ‑фон (см. об этом, например, в [15]). Возможности регистрации образованной в облученных фотоядерных мишенях активности радиоизотопов 12N и 12B зависят от ряда обстоятельств.

Во-первых, характеристики используемого импульсного ускорителя электронов, включая параметры выходного пучка ускорителя; уровень потерь пучка при его ускорении; “геометрия” и состав используемых при осуществлении МОВВН залов. Из [7] следует, что для обнаружения скрытых веществ, содержащих азот и углерод, желательны импульсные линейные ускорители электронов (ЛУЭ) с интенсивностью ~6 ⋅ 1011–6 ⋅ 1012 электрон/импульс. С другой стороны, из-за требований радиационной безопасности при облучении багажа авиапассажиров, как было показано в [19, 20], необходимо, чтобы эта величина не превышала ~1012 электрон/импульс. Полезно указать, что у тех же ЛУЭ типичная длительность импульса пучка не превышает ~10−6–10−5 c. Обычно время между импульсами ЛУЭ можно варьировать в согласии со значениями T1/2 для 12N и 12B, и, скорее всего, оно не должно превышать ~40–80 мс. Энергия электронов в выведенном пучке определяется порогами и формой сечений “рабочих” реакций (I)–(III) и фоновых реакций (см. о последних, например, в [15]) и, скорее всего, должна составлять ~50 МэВ. Необходимо указать, что обычно на импульсных резонансных ускорителях электронов существенны электромагнитные наводки от мощных импульсных устройств этих ускорителей, поэтому в трактах регистрации активности 12N и 12B должны быть исключены эти наводки.

Во-вторых, количество образуемых ядер 12N и 12B с учетом вышеуказанных параметров падающих электронов, которое зависит и от сечений реакций (I)–(III), и от массы или поверхностной плотности ядер 14N и/или 13C (для различных соотношений поперечных размеров скрываемого вложения и пучка).

В-третьих, характер спектров энергий первичных β-частиц при распадах 12N и 12B (см. рис. 1, взятый из [16]), а также на выходе из некоторого “укрывающего” слоя вещества (в зависимости от его толщины и состава) характер спектров энергий вторичных γ-квантов, электронов и позитронов, связанных с прохождением этого слоя первичными β-частицами. Расчеты спектров энергий таких вторичных γ-квантов, электронов и позитронов были выполнены в [16, 17] с использованием библиотеки программ GEANT-4 [18], и на рис. 2 показан пример комплекта этих спектров при условиях, указанных в подрисуночной подписи. Как видно, в частности, на рис. 2, при распадах 12N и 12B на используемый детектор могут падать и электроны (позитроны), и γ-кванты, причем, если разбросы их энергий могут простираться до ~10 МэВ, то “эффективные” значения этих энергии могут лежать в области сотен кэВ и даже ниже.

Рис. 1.

Спектры первичных β-частиц [9], испускаемых при распадах 12B (кривая 1) или 12N (кривая 2).

Рис. 2.

Спектры частиц, испускаемых с поверхности сферы, имеющей эквиатомную смесь H, C, N и O, ∅20 см, плотность ρ = 0.5 г ⋅ см–3 при распадах 12B или 12N, находящихся в центре этой сферы. Для 12B: 1 – γ-кванты, 2 – электроны, 3 – позитроны. Для 12N: 4 – γ-кванты, 5 – электроны, 6 – позитроны.

В-четвертых, состав, размеры и режим работы детекторов вторичных частиц от распадов 12N и 12B в облученных объектах (последний из этих факторов и составляет основное направление настоящей статьи). Спектры энергий вторичных частиц, испускаемых из облученных объектов при распадах 12N и 12B, заставил остановить наш выбор детектора для регистрации этих частиц на детекторах на основе сцинтилляторов, просматриваемых фотоэлектронными умножителями (ФЭУ). Заметим, что аналогичный выбор сделан и в [1–3]. Учитывая сравнительно малые значения T1/2 для 12B и особенно для 12N, желательно, чтобы регистрация в этих детекторах начиналась ближе к концу импульса пучка (скажем, не позже нескольких мс от этого момента) и длилась в течение Δt ~ T1/2 для 12N и 12B (скажем, до t < ≈40 мс). Как показано в [7], нужна большая эффективность детекторов (за счет увеличения их размеров).

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ АППАРАТУРА

Отработка необходимого для МОВВН способа управления временными режимами работы сцинтилляционных детекторов проводилась в настоящей работе с использованием сцинтилляционных блоков двух типов: 1) NaI (Tl)-сцинтиллятор (60 мм × ∅60 мм), просматриваемый ФЭУ Hamamatsu R329-02 и 2) NaI (Tl)-сцинтиллятор (100 мм × ∅150 мм), просматриваемый ФЭУ-49Б. Для обоих сцинтиблоков были установлены в оптическом контакте с монокристаллами NaI (Tl) светодиоды BL-L189UBC (синие с длиной волны 470 нм). На светодиоды могли поступать близкие к прямоугольным импульсы регулируемой амплитуды длительностью до 5 мкс.

Известен способ управления временными режимами работы сцинтилляционных детекторов с помощью изменения напряжения на специальных управляющих электродах-модуляторах, располагаемых сразу после их фотокатодов и вводимых, как правило, в современные ФЭУ, включая вышеуказанные. Применение этого способа описывается, например, в [21–23]. Заметим, что в работах [21, 22] при регистрации образующихся запаздывающих нейтронов при облучении делящихся ядер на импульсных ускорителях электронов возникали проблемы, аналогичные рассматриваемым в настоящей работе. Важно указать, что для удобства осуществления искомого управления существенно использование положительного высоковольтного питания ФЭУ (как у второго из вышеуказанных сцинтиблоков с ФЭУ-49Б). Схема начальной части питания (с возможностью управления) использованных делителей для ФЭУ-49Б, просматривающего монокристалл NaI(Tl) (100 мм × ∅150 см) показана на рис. 3. Характерные сопротивления элементов делителей ~200 кОм. Для фотоэлектронов в открытом режиме модулятор создает ускоряющее поле с разностью потенциалов ~+150 В, а в закрытом режиме – тормозящее поле с разностью потенциалов ~−150 В.

Рис. 3.

Схема питания (с возможностью его управления) начальной части использованных делителей для ФЭУ-49Б, просматривающего монокристалл NaI(Tl) (100 мм × ∅150 мм). У ФЭУ-49Б: Ф – фотокатод, М – модулятор, К – кольцо, Д1, Д2, … – диноды. Характерные сопротивления элементов делителей ~200 кОм.

Работа сцинтилляционных блоков в различных состояниях управляемых делителей их ФЭУ изучались с помощью: а) γ-источника (137Cs, Eγ ≅ ≅ 0.662 МэВ; 22Na, Eγ анн ≅ 0.511 МэВ и Eγ ≅ 1.275 МэВ [6]), применяемого и для абсолютных калибровок энергии, выделяемой в используемых сцинтилляционных блоках; б) введенных в эти блоки вышеуказанных светодиодов; в) импульсного пучка ЛУЭ-8-5 ИЯИ РАН [25] (последний при энергии выведенных электронов до Ee ≈ 8 МэВ, импульсных токах пучка электронов до I ≈ 30 мА, частоте повторения импульсов до 50 с−1 и их длительности τ ≈ 3.5 мкс). При этом измерения импульсов с анодов ФЭУ велись с помощью цифрового четырехлучевого осциллографа TDS 2024.

РОЛЬ ВРЕМЕННЫХ РЕЖИМОВ РАБОТЫ СЦИНТИБЛОКОВ ДЛЯ ИЗМЕРЕНИЯ АКТИВНОСТИ 12N и 12B НА ИМПУЛЬСНЫХ УСКОРИТЕЛЯХ ЭЛЕКТРОНОВ

Пучковые измерения на ЛУЭ фоновой “засветки” сцинтиблоков при различных I выявили два типа отклика сцинтиблоков на фоновую загрузку. Первый тип − “линейная засветка”, возникает при малых I, когда форма импульса с анода ФЭУ повторяет форму I, близкую к прямоугольной с τ ≈ 3.5 мкс. Но с некого Iмакс при дальнейшем увеличении I у функции отклика происходит “выедание” конечной части импульса, пока она не переходит во второй тип – “нелинейная засветка”: короткие импульсы около переднего фронта импульса пучка.

Дальнейшие измерения велись со светодиодами, имитирующими пучковую засветку, и с вышеуказанными γ-источниками. Оказалось, что граница “линейной засветки” Iмакс соответствует энерговыделению в сцинтилляторе ~100 МэВ.

Осциллограммы импульсов с анода ФЭУ-49Б (луч 3) показаны на рис. 4 при “линейной засветке” и на рис. 5 при “нелинейной засветке”: а – без управляющего сигнала на схеме “запирания”; б – с управляющим сигналом на схеме “запирания”. При этом на луч 1 осциллографа выведены положительные близкие к прямоугольным импульсы управления запиранием ФЭУ. На рис. 4а и 5а эти импульсы отключены от схемы запирания, а на рис. 4б и 5б схема запирания работает. К переднему фронту этого импульса привязан импульс моделирования пучка ускорителя (луч 2). Луч 3 связан с анодным сигналом ФЭУ в режиме бесконечного послесвечения сцинтилляционных сигналов от источника 22Na, идущих со средней частотой ~1500 с−1.

Рис. 4.

Осциллограммы импульсов с анода ФЭУ-49Б при “линейной засветке”: а – без управляющего сигнала; б – с управляющим сигналом.

Рис. 5.

Осциллограммы импульсов с анода ФЭУ-49Б при “нелинейной засветке”: а – без управляющего сигнала; б – с управляющим сигналом.

Искажения в линейном режиме не слишком велики, и при малых токах ускорителя можно работать без схемы запирания ФЭУ, просто задерживая регистрацию наведенной активности на ~150 мкс. Однако для стабильности среднего тока ФЭУ и коэффициента усиления лучше использовать схему запирания и в этом случае.

При высокой интенсивности пучка ускорителя схема вырезания существенно улучшает работу ФЭУ и значительно сокращает время восстановления режима измерений до 120 мкс в нашем случае.

На луче 3 при отсутствии “запирания” во время импульса светодиода наблюдаются большие отрицательные импульсы (с последующими за ними положительными “выбросами”). Кроме того, на луче 3 наблюдаются импульсы от γ-источника:

• с сохранением их для “линейной засветки” и “выеданием” их для “нелинейной засветки” за время импульса засветки без управляющего сигнала на схеме “запирания”;

• с отсутствием их и при “линейной засветке”, и при “нелинейной засветке” за время импульса засветки с управляющим сигналом на схеме “запирания”;

• с отсутствием “выедания” их при “нелинейной засветке” с управляющим сигналом после запирания, для которого характерное время ≈120 мкс (из которых нужное для запирания ≈20 мкс, а нужное для восстановления напряжений на ФЭУ ≈ 100 мкс).

Важно отметить, что в работах [21, 22] по регистрации на импульсных ускорителях электронов запаздывающих нейтронов при облучении делящихся ядер и позже в работе [24] при исследованиях генерации быстрых электронов при взаимодействии плазмы с пучками фемтосекундного лазера было замечено, что только с помощью импульсного управления модулятором ФЭУ не удается эффективно его “закрывать” от вышеупомянутого “ослепления”. Предполагаемая причина последнего – это то, что в случае присутствия большого фона тормозных фотонов со сравнительно небольшими энергиями, находящимися в рентгеновском диапазоне, идет вырывание вторичных электронов не только из фотокатодов ФЭУ (из-за свечения в используемом сцинтилляторе, вызванного различным фоновым его облучением в течение импульса пучка импульсного ускорителя электронов), но и непосредственно из динодов ФЭУ. Представляется, что использование управляемого питания не только для модулятора ФЭУ, но и для динодов ФЭУ (наряду с введением дополнительной пассивной защиты ФЭУ) должно позволить решить и эту задачу.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Полученные для работы на импульсном ускорителе электронов результаты по управлению питанием ФЭУ сцинтиблоков на интервал времени от момента вблизи перед началом и до момента вблизи после окончания каждого импульса пучка являются сильным аргументом в пользу подтверждения возможности измерений на таких ускорителях наводимой активности 12N и 12B.

Список литературы

  1. Alvarez Luis W. // Patent US4756866. July 12. 1988 / Oct. 9. 1985.

  2. Trower W.P. // Nucl. Instr. and Meth. 1993. V. B79. P. 589.

  3. Knapp E.A., Moler R.B., Saunders A.W., et al. // Appl. Rad. Isot. 2000. V. 53. P. 711.

  4. Джилавян Л.З., Карев А.И., Раевский В.Г. // Изв. РАН. Сер. физ. 2011. Т. 75. № 2. С. 277; Dzhilavyan L.Z., Karev A.I., Raevsky V.G. // Bull. RAS: Phys. 2011. V. 75. No 2. P. 257.

  5. Карев А.И., Раевский В.Г., Джилавян Л.З. и др. // Патент RU № 2444003 C1, 27.02.2012. Бюл. № 6.

  6. Chu S.Y.F., Ekstrőm L.P., Firestone R.B. WWW Table of Radioactive Isotopes. LBNL Isotopes Project. LUNDS Universitet, Cited February 28, 1999. http://nucleardata.nuclear.lu.se/toi/.

  7. Джилавян Л.З., Покотиловский Ю.Н. // Письма в ЭЧАЯ. 2017. Т. 14. № 5 (210). С. 1; Dzhilavyan L.Z., Pokolotilovsky Yu.N. // Phys. Part. Nucl. Lett. 2017. V. 14. No 5. P. 726.

  8. http://mcnp.lanl.gov/.

  9. Cook B.C. // Phys. Rev. 1957. V. 106. P. 300.

  10. Денисов В.П., Куликов А.В., Кульчицкий Л.А. // ЖЭТФ 1964. Т. 46. С. 1488.

  11. Zubanov D., Sutton R.A., Thompson M.N. et al. // Phys. Rev. C. 1983. V. 27. P. 1957.

  12. Ачаковский О.И., Белышев С.С., Джилавян Л.З. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2016. Т. 80. № 5. С. 633; Achakovskiy O.I., Belyshev S.S., Dzhilavyan L.Z. et al. // Bull. RAS: Phys. 2016. V. 80. No. 5. P. 572.

  13. TALYS-1.6. http://www.talys.eu/.

  14. Herman M. et al. // EMPIRE–3.1 Rivoli. User’s Manual. February 8, 2012.

  15. Джилавян Л.З. // Изв. РАН. Сер. физ. 2009. Т. 73. № 6. С. 846; Dzhilavyan L.Z. // Bull. RAS: Physics. 2009. V. 73. No 6. P. 799.

  16. Белышев С.С., Джилавян Л.З., Покотиловский Ю.Н. // Изв. РАН. Сер. физ. 2016. Т. 80. № 5. С. 627; Belyshev S.S., Dzhilavyan L.Z., Pokotilovski Y.N. // Bull. RAS: Physics. 2016. V. 80. No. 5. P. 566.

  17. Belyshev S.S., Dzhilavyan L.Z., Lapik A.M. et al. // Int. Conf. “Nucleus-2018” Book of Abstracts. Saint-Petersburg. 2018. P. 223.

  18. GEANT-4. Version: geant4 9.5.0 (2nd December, 2011) // Physics Reference Manual.

  19. Джилавян Л.З., Карев А.И. // Изв. РАН. Сер. физ. 2011. Т. 75. № 11. С. 1655; Dzhilavyan L.Z., Karev A.I. // Bull. RAS: Phys. 2011. V. 75. No. 11. P. 1557.

  20. Карев А.И., Раевский В.Г., Черепня С.Н. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2014. Т. 78. № 5. С. 642; Karev A.I., Raevsky V.G., Cherepnya S.N. et al. // Bull. RAS: Phys. 2014. V. 78. No. 5. P. 452.

  21. Аксенова Т.Г., Лапик А.М., Русаков А.В., Солодухов Г.В. Управление коэффициентом усиления ФЭУ для работы в условиях переменной загрузки. 1221/2009. М.: ИЯИ РАН, 2009.

  22. Вербицкий С.С., Емохонов В.Н., Лапик А.М. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2011. Т. 75. № 11. С. 1640; Verbitskii S.S., Emokhonov V.N., Lapik A.M. et al. // Bull. RAS: Phys. 2011. V. 75. No. 11. P. 1544.

  23. Акимов Д.Ю., Болоздыня А.И., Ефременко Ю.В. и др. // ПТЭ. 2014. № 5. С. 108; Akimov D.Y., Bolozdynya A.I., Efremenko Y.V. et al. // Instr. Experim. Techniques. 2014. V. 57. № 5. P. 615.

  24. Ivanov K.A., Shulyapov S.A., Ksenofontov P.A. et al. // Phys. Plasmas 2014. V. 21. № 9. Art. no. 093110.

  25. Nedorezov V.G., Ponomarev V.N., Solodukhov G.V. // Int. Conf. “Nucleus-2018” Book of Abstracts. Saint-Petersburg. 2018. P. 214.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Известия РАН. Серия физическая

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал