Известия РАН. Серия физическая, 2021, T. 85, № 10, стр. 1385-1388

ВВЕДЕНИЕ

Измерение энергии в интенсивном потоке быстрых нейтронов из источника на основе реакторов и ускорителей – важная, но очень сложная задача. Использование активационных детекторов дает только общую картину нейтронного поля, требует использования дорогостоящего германиевого детектора и сложного вычислительного анализа, проводимого после завершения эксперимента. Сцинтилляционные нейтронные детекторы обладают высокой чувствительностью к гамма- и рентгеновским квантам, интенсивность которых в экспериментах значительно превышает поток нейтронов. Кроме того, большая масса материала сцинтиллятора вносит искажение в измеряемое нейтронное поле. Пропорциональные и ионизационные газовые камеры и счетчики, заполненные газами ³He или ¹⁰BF₃, обладают высокой эффективностью только для медленных и эпитепловых нейтронов. Все вышеперечисленные детекторы измеряют поток нейтронов на высоком фоне рассеянных нейтронов и не обладают избирательной чувствительностью к направлению нейтронного потока. При измерении энергии нейтронов сцинтилляционными детекторами используются методы протонов отдачи и времени пролета. При использовании сцинтилляционных детекторов отсутствует однозначная зависимость между ионизационными потерями и амплитудой сигнала [1]. При измерении энергии по методу времени пролета необходимо большое пролетное расстояние для получения достаточного разрешения. При этом поток нейтронов значительно уменьшается, что делает затруднительным постановку экспериментов. Многих из этих недостатков лишен новый позиционно-чувствительный детектор (ПЧД) на основе слоя ¹⁰B и ионизационной камеры [2]. Его применение для оценки $E_{n}^{{max}}$ потока нейтронов из канала источника рассматривается в настоящей работе.

ПОСТАНОВКА ЭКСПЕРИМЕНТА

Поток нейтронов создавался в фотонейтронном источнике на базе линейного ускорителя электронов ЛУЭ‑8 с энергией E_e до 9 МэВ [3]. Для генерации нейтронов тормозной спектр гамма-квантов падал на мишень из бериллия. Учитывая, что порог рождения нейтронов в фотонейтронной реакции на бериллии составляет 1.67 МэВ максимальная энергия ($E_{n}^{{max}}$) вылетающих нейтронов может быть до 7.33 МэВ. Нейтроны выводились из коллимированного канала под углом 67°. Медленные нейтроны задерживались кадмиевой пластиной, а оставшийся поток быстрых нейтронов падал на ПЧД.

ПОЗИЦИОННО-ЧУВСТВИТЕЛЬНЫЙ ГИБРИДНЫЙ ДЕТЕКТОР

Данный детектор представляет собой гибрид слоя изотопа ¹⁰B и многопроволочной и многостриповой газовой камеры, работающей в ионизационном или пропорциональном режиме [4]. Из слоя ¹⁰B под действием нейтрона в результате двух ядерных реакций

вылетают ядра ⁴He и ⁷Li. Эти ядра затем регистрируются в ионизационной камере с измерением амплитуд ионизации в двух ее последовательных чувствительных зазорах [5]. Детектор успешно применялся в экспериментах [6] для измерения распределения нейтронов и имеет следующие преимущества перед другими детекторами:

а) он подходит для работы в потоках быстрых нейтронов до 10¹¹ см^–2 ⋅ с^–1;

б) он имеет чрезвычайно низкую чувствительность к γ-квантам и рентгеновскому излучению менее 10^–8 по сравнению с нейтронами;

в) двумерные данные о координатах и амплитудах накапливаются и отображаются в режиме on-line;

г) низкое сечение взаимодействия нейтронов с газом и материалами детектора слабо искажает измеряемое нейтронное поле;

д) детектор обладает избирательностью к направлению потока нейтронов за счет тонкого слоя ¹⁰B и его планарной внутренней структуры;

е) линейное соотношение амплитуд сигналов и ионизационных потерь;

ж) достаточное сечение реакции ~1 барн для регистрации нейтронов с E_n от 1 до 7 МэВ;

з) амплитуды сигналов зависят от E_n при энергии свыше 1 МэВ;

и) возможны также регистрация медленных нейтронов и измерение по времени пролета.

МОДЕЛИРОВАНИЕ АМПЛИТУДНЫХ СПЕКТРОВ ОТ ПЕРВОГО ЗАЗОРА

Пучок электронов производит тормозное излучение в вольфрамовой мишени. Образование нейтронов в источнике происходит под действием тормозного излучения в результате реакции ⁹Be(γ, n)⁸Be на бериллиевой мишени. Спектр тормозного излучения имеет экспоненциальный спад с резким падением в его конце. В работе [7] был рассчитан спектр нейтронов. Кадмиевый фильтр толщиной 5 мм, установленный перед детектором, снизил общую загрузку, подавляя большую часть нейтронов с энергией менее 0.55 эВ. Упрощенная схема детектора приведена на рис. 1. Нейтроны в переднем катоде 1 со слоем ¹⁰B вызывают ядерную реакцию, в результате которой вылетают ядра ⁴He и ⁷Li. Нейтрон будет зарегистрирован, если одно из этих ядер в первом газовом зазоре между катодом 1 и анодом 2 и во втором газовом зазоре между анодом 2 и задним катодом 3 вызовут сигналы ионизации, превышающие порог. Несмотря на то, что медленные и промежуточные нейтроны доминируют в этом спектре, при выбранном высоком пороге регистрации во втором зазоре детектора вторичные ядра не имеют достаточной энергии, чтобы вызвать триггер. Расчет показал, что триггер запускается для нейтронов с энергией E_n > 0.5 МэВ. Поэтому при моделировании мы рассматривали только нейтроны с энергией E_n > 0.5 МэВ.

Рис. 1.

Упрощенная схема детектора: (1) передний катод со слоем ¹⁰B; (2) анод; (3) задний катод.

Результаты моделирования ионизационных потерь ядер в первом зазоре ПЧД для одной из двух реакций n + ¹⁰B → ⁴He + ⁷Li с вычисленным спектром нейтронов представлено на рис. 2. Приведены расчетные спектры ионизационных потерь в первом зазоре с установленным порогом регистрации во втором зазоре 0.1 МэВ. Увеличивая порог регистрации во втором зазоре детектора, сигнал которого служил триггером, можно подавить вклад событий с ядром ⁴He по сравнению с вкладом событий с ядром ⁷Li. Из рис. 2 видно, что с ростом энергии электронов, а значит и максимальной энергии нейтронов ожидается увеличение амплитуды сигналов ионизационных потерь.

Рис. 2.

Расчетные спектры ионизационных потерь в первом зазоре детектора. Сплошная линия соответствует E_е = 5 МэВ, пунктирная линия – 6 МэВ, точечная линия – 7 МэВ, широкая серая линия – 8 МэВ, широкая линия из кружков – 9 МэВ.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ СПЕКТРЫ ОТ ПЕРВОГО ЗАЗОРА

Коллимированный поток нейтронов из канала нейтронного источника направлялся через 5-мм фильтр из кадмия на ¹⁰B-детектор. Энергия электронов в различных экспериментах устанавливалась от 5 до 9 МэВ. На рис. 3 приведены экспериментальные амплитудные спектры от первого зазора ПЧД для энергий электронов от 5 до 9 МэВ с шагом 1 МэВ. Сигнал от второго зазора служил триггером. Как было установлено после калибровки на тепловых нейтронах, в спектрах амплитуд от второго зазора отсутствовали сигналы, соответствующие потерь энергии ядер менее 0.45 МэВ. Это значение потерь находится вблизи максимума для тепловых нейтронов, то есть регистрация медленных и надтепловых нейтронов была существенно подавлена. Также оказалась существенно подавленной регистрация событий с вылетом ядра ⁴He. Ядра ⁷Li, которые образовались от нейтронов с энергией меньшей, чем $E_{n}^{{max}}$ = 5.1 МэВ (при E_e = 7 МэВ) практически полностью теряют свою энергию в детекторе. Ядра ⁴He и ⁷Li проходят через оба зазора ПЧД, если $E_{n}^{{max}}$ = 6 МэВ (E_e = 8 МэВ) и $E_{n}^{{max}}$ = 6.9 МэВ (E_e = 9 МэВ), и они не полностью теряют свою энергию в детекторе. На рис. 4а представлены экспериментальные спектры для $E_{n}^{{max}}$ = 3.3 МэВ (при E_e = 5 МэВ) и расчетные спектры при средней энергии E_n = 1 МэВ для событий с вылетом ядра ⁷Li. Мы предположили, что средняя энергия в потоке нейтронов находится в области энергий 0.5–1.5 МэВ. Расчетные и экспериментальные спектры хорошо согласуются друг с другом. Пик слева, по-видимому, связан с ионизационными потерями ядер из реакции с возбуждением ядра ¹¹B*, которая не была учтена в расчетах. На рис. 4б представлены экспериментальные спектры для $E_{n}^{{max}}$ = 4.2 МэВ при E_e = 6 МэВ и расчетные спектры при E_n = 3 МэВ для событий с вылетом ядра ⁷Li. Мы предположили, что средняя энергия в потоке нейтронов для этой энергии электронов находится в области энергий 1.5–3 МэВ. Расчетные и экспериментальные спектры также хорошо согласуются друг с другом. Таким образом положение максимума в спектре ионизационных потерь ядер увеличивается с величиной $E_{n}^{{max}}$ в потоке.

Рис. 3.

Экспериментальный спектр амплитуд сигналов от первого зазора детектора. Сплошная линия соответствует E_е = 5 МэВ, пунктирная линия – 6 МэВ, точечная линия – 7 МэВ, кружки – 8 МэВ, точки – 9 МэВ.

Рис. 4.

Спектры амплитуд от 1-го зазора детектора (точки со статистическими ошибками) и модельные спектры энергии ядер из реакции без гамма-кванта (линии): экспериментальная $E_{n}^{{max}}$ = 3.3 МэВ и расчетная средняя энергия E_n = 1 МэВ (а); такие же спектры для $E_{n}^{{max}}$ = 4.2 МэВ и E_n = 3 МэВ (б).

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Исследована возможность контролирования максимальной энергии нейтронного потока путем анализа амплитудных спектров от ¹⁰B-детектора. Проведено моделирование реакции взаимодействия нейтронов с ядром ¹⁰B с образованием ядер ⁴He и ⁷Li. Рассчитаны ионизационные потери ядер в двух зазорах детектора. Обнаружена однозначная зависимость ионизационных потерь как экспериментальных, так и модельных спектров в зависимости от максимальной энергии нейтронов.

Работа выполнена в рамках государственного задания ФИАН по теме № 4 “Физика конденсированного состояния: новых материалов, молекулярных и твердотельных структур нанофотоники, наноэлектроники и спинтроники”.