Известия РАН. Серия физическая, 2020, T. 84, № 8, стр. 1075-1079

ВВЕДЕНИЕ

Созданный на базе линейного ускорителя электронов W-Be-фотонейтронный источник нейтронов [1–3] обеспечивает облучение различных образцов во внутренней полости источника с максимальной плотностью потока тепловых нейтронов 10⁷–10⁸ см^–2 · с^–1. При этом спектр нейтронов имеет сложный характер и содержит кроме тепловых, также нейтроны больших энергий [3]. Для ряда задач необходимо иметь возможность вывода из источника пучка нейтронов различных энергий. Ранее в работе [2] нами была показана принципиальная возможность получения пучка тепловых нейтронов из фотонейтронного источника и исследованы некоторые его характеристики. Цель настоящей работы – подробное исследование пространственного распределения тепловых нейтронов вблизи выхода нейтронного канала фотонейтронного источника.

НЕЙТРОННО-АКТИВАЦИОННЫЙ МЕТОД ИЗМЕРЕНИЙ

Для определения плотности потока нейтронов использовался метод нейтронно-активационного анализа (НАА) [4]. В рамках НАА площадь S пика в гамма-спектре активированного нейтронами образца представляется в виде:

где K – коэффициент, зависящий от экспериментальных условий и характеристик активационного детектора; J – интеграл свертки (скорость реакции):

σ(E) – сечение активирующей ядерной реакции в зависимости от энергии нейтронов Е; φ(E) – спектральная плотность потока нейтронов;

λ – постоянная радиоактивного распада аналитического изотопа элемента, t₁ – время активации; t₂ – время выдержки после облучения; t₃ – время измерения.

Интеграл свертки (2) может быть представлен в виде суммы m произведений величин сечения σ(E_j) и плотности потока нейтронов Φ(E_j) – средних на m элементарных энергетических участках E_j шириной ΔE_j. Учитывая, что спектральная плотность потока нейтронов на участке ΔE_j равна: φ(E_j) = Ф(E_j)/ΔE_j, интеграл свертки представляем в виде суммы:

При выборе активационного детектора мы воспользовались методикой, изложенной нами в работе [6]. Она заключается в том, что для НАА используются детекторы, имеющие избирательную чувствительность к нейтронам различных энергий с учетом характерных особенностей исследуемого спектра. На рис. 1а показана энергетическая зависимость сечения реакции захвата (n, γ) на ядре ⁵⁵Mn [5] и модельный энергетический спектр нейтронов (рис. 1б) [3] на выходе нейтронного канала источника. Спектр на рис. 1б можно условно разбить на три области: 1 – “тепловых” (10^–2 – 1 эВ), 2 – “промежуточных” (1 эВ–10 кэВ) и 3 – “быстрых” (более 10 кэВ) нейтронов. Здесь обозначение областей условное. Видно, что и сечение, и спектр имеют характерные особенности в разных участках энергетической зависимости. На рис. 1 также показаны суммы сечения (рис. 1в) и интеграл свертки (4) (рис. 1г) для областей 1–3 спектра на рис. 1б. Для ⁵⁵Mn видно, что, хотя вклады в сечение тепловой и промежуточных частей спектра существенны, но в интеграл свертки дает вклад только тепловая область.

В этом случае в сумме (4) остаются только члены из тепловой области и сумму можно заменить произведением средних величин по этой области:

где σ_Т – сечение активирующей ядерной реакции при тепловой энергии нейтронов E_Т = 0.025 эВ; Φ_Т – плотность потока тепловых нейтронов.

Зная значение σ_Т для реакции в активационном детекторе, можно из результатов измерений гамма-спектров активированного нейтронами детектора (1) получить значение плотности потока тепловых нейтронов Φ_Т:

Анализ [6] для реакций захвата на разных ядрах показал, что можно подобрать ряд элементов для использования в качестве активационных детекторов, которые будут чувствительны в основном к нейтронам из тепловой области спектра (например, ²³Na, ²⁶Mg, ²⁷Al, ³⁷Cl, ⁵⁰Ti, ⁵⁵Mn, ⁶³Cu и др.), либо из промежуточной области (например, ¹¹⁶Sn, ¹¹⁴Cd, ¹¹⁶Cd и др.). Также возможен и общий случай, когда детектор может быть чувствителен ко всем нейтронам из низкоэнергетических областей 1–2 спектра (например, для ¹²⁷I, ¹⁷⁵Lu, ⁷⁹Br, ⁸¹Br, ¹⁹⁷Au и др.). В то же время практически отсутствуют примеры, когда заметен вклад только быстрых нейтронов в интеграл свертки. Только ¹⁰⁶Cd, ¹¹⁴Cd и ¹¹⁶Cd чувствительны ко всем областям спектра (в разной степени).

Поскольку нас интересует именно тепловая область спектра и плотность потока тепловых нейтронов, то для удобства проведения измерений в качестве изотопа активационного детектора выбран ⁵⁵Mn из-за достаточного больших значений сечения σ_Т и удобного для измерений периода полураспада.

МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА

Фотонейтронный источник [1–3] создан на базе линейного ускорителя электронов с максимальной энергией 9 МэВ. Схема фотонейтронного источника показана на рис. 2. Электроны ускорителя вызывают в вольфрамовом конвертере 1 поток тормозных фотонов с максимальной энергией до 9 МэВ. Тормозные гамма-кванты, попадая на фотонейтронную мишень 2, выполненную в виде двух блоков 10 × 10 × 10 см³ из бериллия, вызывают образование быстрых нейтронов в реакции ⁹Be(γ, n). Нейтроны в полиэтиленовом замедлителе 4, окружающем фотонейтронные мишени, замедляются до тепловой энергии, при этом максимальная плотность потока тепловых нейтронов 10⁷–10⁸ см^–2 ∙ с^–1 достигается в центре источника в объеме 10 × 10 × 10 см³, расположенном между блоками бериллиевой мишени. Эта внутренняя область 6 обычно используется для облучения тепловыми нейтронами исследуемых образцов. Слои защиты из борированного полиэтилена 5 замедляют вышедшие из замедлителя быстрые нейтроны и поглощают медленные и тепловые нейтроны. Источник представляет собой куб с размерами 1 × 1 × 1 м³.

В слоях замедлителя и защиты выполнен канал 3 для вывода нейтронов из источника в виде коллиматора диаметром 3 см, расположенный под углом 67° относительно направления электронного пучка и выходящий из центра области 6 с максимальной плотностью потока тепловых нейтронов.

Для измерения плотности потока нейтронов в качестве активационных детекторов использовались образцы KMnO₄ весом ~3 г, в которых в результате активации тепловыми нейтронами в реакции ⁵⁵Mn(n, γ)⁵⁶Mn образуется изотоп ⁵⁶Mn с периодом полураспада 2.58 ч. Для изотопа ⁵⁵Mn характерно большое сечение реакции нейтронного захвата для тепловых нейтронов σ_Т = 13.3 бн [5].

Образцы размещались на разных расстояниях от выхода нейтронного канала. Каждый набор (11 образцов) устанавливался горизонтально по линии, перпендикулярной оси коллиматора на расстоянии 1.5–3.5 м от центра источника. Облучение образцов проводили при среднем токе электронов 50 мкА. Время облучения варьировалось от 60 до 180 мин.

После облучения образцы поочередно перемещались в низкофоновую камеру [7] и активационные γ-спектры образцов были измерены с помощью HPGe-спектрометра из особо чистого германия. Время измерения каждого спектра составляло 1000 с. Спектры для каждого облученного образца были записаны в компьютер и обработаны с помощью программы SpectraLineGP [8]. В результате обработки вычисляли площадь аналитического пика с энергией 847 кэВ, соответствующего образованию изотопа ⁵⁶Mn. Далее по формуле (6) с использованием известного сечения σ_Т реакции ⁵⁵Mn(n, γ)⁵⁶Mn, времен облучения, выдержки и измерения и других известных параметров (эффективность детектора, масса элемента в детекторе, выход γ-квантов и др.) вычислялась плотность потока нейтронов в точках расположения детекторов.

Полученные экспериментальные значения плотности потока тепловых нейтронов в зависимости от смещения ΔL от оси коллиматора при различных расстояниях R от центра источника представлены на рис. 3.

ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ

Представленные на рис. 3 экспериментальные распределения плотности потока тепловых нейтронов приведены для расстояний R = 1.5, 2, 2.5 и 3 м от центра источника. Видно, что распределения имеют схожий характер и меняются подобным образом при изменении R. Поэтому их можно описать общей аппроксимационной кривой (кривые 3 на рис. 3), рассчитанной как сумма двух гауссианов, зависящих от смещения ΔL от оси коллиматора:

где параметры аппроксимации Φ₁, Φ₂ – значения плотности потока на оси коллиматора, а w₁, w₂ – ширины распределений FWHM (полная ширина на середине высоты). На рис. 3 кривая 1 в этом случае отражает наличие пучка тепловых нейтронов, а кривая 2 – фон источника. Параметры аппроксимации в свою очередь зависят от расстояний R от центра источника, как показано на рис. 4.

Полученные зависимости параметров были использованы для вычисления по формуле (7) значений плотности потока тепловых нейтронов в широком диапазоне расстояний от источника и оси нейтронного канала. Результат представлен на рис. 5 в виде контурной диаграммы пространственного распределения тепловых нейтронов в горизонтальной плоскости относительно оси выводного канала фотонейтронного источника. Сплошными линиями показаны линии уровней (изолинии) и приведены некоторые соответствующие им значения плотности потока Ф. Подобные пространственные распределения могут быть построены отдельно по первой и второй частям формулы (7). При этом получаются, соответственно, распределение интенсивности в пучке тепловых нейтронов и распределение фона тепловых нейтронов вне источника.

Значения плотности потока Ф в центре источника и на выходе нейтронного канала получились равными 10⁷ и 10⁴ см^–2 ∙ с^–1 соответственно, что соответствует контрольным измерениям. При этом интенсивность (плотность потока) тепловых нейтронов на оси пучка составляет 600–150 см^–2 ∙ с^–1 на расстоянии 1.5–3 м от центра источника. Для увеличения интенсивности нейтронов на выходе нейтронного канала необходимы дополнительные исследования по оптимизации выводного коллиматора.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Использование метода нейтронно-активационного анализа для изучения распределения тепловых нейтронов вблизи выхода нейтронного канала фотонейтронного источника позволило получить пространственное распределение тепловых нейтронов в виде карты плотности потока. Полученное распределение имеет максимум на оси нейтронного канала, что свидетельствует о наличии реального пучка нейтронов. Интенсивность тепловых нейтронов в таком пучке составляет на выходе коллиматора 10⁴ и 600–150 см^–2 ∙ с^–1 на расстоянии 1.5–3 м от центра источника. Для того чтобы в дальнейшем планировать физические задачи с использованием тепловых нейтронов, необходимо проведение дополнительных работ по оптимизации выводного коллиматора нейтронного канала. Также необходимы исследования пространственных распределений нейтронов из источника более высоких энергий, чем тепловые.