Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования, 2021, № 10, стр. 108-112

ВВЕДЕНИЕ

Рассеяние медленных нейтронов является важным инструментом для исследования структуры новых материалов. Малоугловое рассеяние нейтронов (МУРН) применяется при исследованиях субатóмной структуры вещества. Наличие магнитного момента нейтрона позволяет исследовать магнитные структуры веществ [1]. Метод дейтериевого контраста, основанный на различии магнитного момента нейтрона и протона, используется при исследовании биологических объектов и полимеров в различных агрегатных состояниях [2]. Малоугловые нейтронные дифрактометры и рефлектометры используются для исследования наноструктур различной природы в сплавах, порошках, стеклах, композиционных материалах и т.д. [3]. Анализ данных МУРН позволяет определять характерные размеры, форму и концентрацию элементов наноструктуры. Основным элементом установок МУРН и нейтронных рефлектометров является позиционно чувствительный детектор нейтронов (ПЧДН), позволяющий определять интенсивность рассеянных нейтронов в зависимости от переданного импульса. В последнее время разрабатываются новые перспективные детекторы с твердым слоем, содержащим ¹⁰B в качестве конвертера нейтронов [4–7], и газоразрядной камерой для регистрации вторичных ядер. В ¹⁰B-детекторе для регистрации нейтронов используются следующие реакции:

с регистрацией в детекторе заряженных частиц ⁷Li и ⁴He, где BR – вероятность реакции. Энергии заряженных частиц в реакциях (1) и (2) указаны для взаимодействия с ¹⁰B тепловых нейтронов. Для быстрых нейтронов энергии альфа-частиц и ⁷Li будут соответственно увеличены, что может позволить выделять события, вызванные нейтронами различных энергий.

Ранее нами был представлен гибридный ПЧДН на основе слоя ¹⁰В, совмещенного с пропорциональной камерой [8, 9]. Характеристики этого детектора были исследованы при регистрации нейтронов фотонейтронного источника ИЯИ РАН [10]. В качестве монитора нейтронов использовался ³Не-счетчик с измерением осциллограммы сигналов, вызванных медленными нейтронами, относительно синхроимпульса ускорителя.

КОНФИГУРАЦИЯ ЭКСПЕРИМЕНТОВ НА УСКОРИТЕЛЕ

Эксперименты выполнялись на фотонейтронном источнике нейтронов на базе промышленного ускорителя электронов ЛУЭ-8-5 ИЯИ РАН. Схема эксперимента представлена на рис. 1 в двух конфигурациях: геометрия I (рис. 1а) и II (рис. 1б).

В геометрии I пучок электронов 1, падает на вольфрамовую тормозную мишень 2. Поток тормозных гамма-квантов из мишени 2 генерирует поток нейтронов в бериллиевой фотонейтронной мишени 3. Монитором нейтронов служит счетчик 4, наполненный гелием-3. Чтобы снизить загрузку счетчика, перед ним может быть установлен аттенюатор 5 из борированного полиэтилена. На расстоянии ~3 м под углом 43° по отношению к пучку электронов расположен ПЧДН 6, перед которым может быть установлена маска 7 из кадмия с прорезями для исследования позиционного разрешения детектора. Кроме того, поскольку эффективность ПЧДН для тепловых нейтронов на 3–4 порядка выше, чем эффективность для МэВ-ных нейтронов, установка маски позволяет также сбалансировать загрузку нейтронами различных энергий.

В геометрии II (рис. 1б) вольфрамовая 2, две бериллиевые фотонейтронные мишени 3 и центральная полость 8 окружены полиэтиленовым замедлителем нейтронов 9 и поглотителем нейтронов 10 из борированного полиэтилена в качестве защиты. Использование двух фотонейтронных мишеней увеличивает плотность потока тепловых нейтронов в центральной полости и на выходе источника. Детекторы ПЧДН 6 без маски 7 и ³He-счетчик 4 установлены на выходе открытого канала 11 замедлителя. В этом случае на детекторы падает обогащенный тепловыми нейтронами поток, так как быстрые нейтроны из фотонейтронной мишени термолизуются в замедлителе. Поэтому использование геометрии I позволяет работать с быстрыми нейтронами, а геометрия II – с нейтронами, энергетический спектр которых обогащен тепловыми нейтронами.

ПОЛУЧЕНИЕ И АНАЛИЗ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ДАННЫХ

Схема формирования триггера события ПЧДН изображена на рис. 2. Сигналы с выходов двух усилителей 1 и 2, подключенных к двум концам распределенного сопротивления координаты X, присоединенного к проволочным электродам детектора, и сигналы с двух усилителей 3 и 4, подключенных к двум концам распределенного сопротивления координаты Y, присоединенного к плоским электродам, подаются на аналоговые входы АЦП 6. Сигналы с двух дополнительных выходов усилителей 3 и 4 поступают на дискриминатор 5, на выходе которого по логической схеме “ИЛИ” формируется триггер события. Превышение порога дискриминатора 5 любым из импульсов с выхода усилителей 3 или 4 запускает АЦП 6 с кодированием всех четырех импульсов.

На рис. 3 и 4 представлены спектры суммы амплитуд сигналов Y₁ и Y₂ в газовом зазоре Y и суммы амплитуд сигналов X₁ и X₂ в газовом зазоре X, соответственно в геометрии II с обогащением падающего на детектор потока тепловыми нейтронами. Различие в форме спектра для зазоров Y и X, в частности, расширение спектра в зазоре X в сторону бóльших амплитуд можно объяснить событиями с суммарными потерями от ⁴He и ⁷Li. Хотя в основном угол разлета частиц составляет 180°, в реакции (1) из-за наличия в выходном канале третьей частицы (γ-кванта) существует вероятность вылета обеих частиц в переднюю полусферу, что, соответственно, приводит к большим ионизационным потерям в первом зазоре. В тоже время, вклад в ионизационные потери в зазоре Y дают только ядра ⁴He, а ядра ⁷Li, потеряв большую часть своей энергии в зазоре X, в зазор Y не попадают.

Спектр суммы амплитуд Y₁ и Y₂ для тепловых нейтронов в геометрии II представлен на рис. 5а. Он в основном обусловлен ионизационными потерями альфа-частиц с энергией 1.47 МэВ. Спектры сумм амплитуд Y₁ и Y₂ для быстрых нейтронов в геометрии I представлены на рис. 5б и 5в. Нейтроны с МэВ-ной энергией передают дополнительную энергию вылетающим ядрам ⁴He или ⁷Li. Ядро ⁴He при этом оставляет меньшую энергию в газовом чувствительном зазоре и обуславливает левый пик в спектре на рис. 5б. Ядро ⁷Li при этом приобретает достаточную энергию, чтобы вылететь в зазор и оставить в нем большую энергию. Для замедления быстрых нейтронов в геометрии I перед окном ПЧДН устанавливался блок замедлителя из полиэтилена толщиной 8 см. Спектр суммы амплитуд Y₁ и Y₂ для этого случая представлен на рис. 5в. Видно, что особенности спектра, характерные быстрым нейтронам (рис. 5б), в спектре, показанном на рис. 5в, не наблюдаются.

Мониторирование нейтронов осуществлялось с помощью счетчиков тепловых нейтронов на основе гелия-3. Сигнал синхроимпульса ускорителя запускал регистрацию осциллограммы от ³He-счетчика сигнальным процессором L-783 фирмы “ЛКард”.

В геометрии I без полиэтиленового замедлителя была выполнена оценка потока нейтронов от Be-мишени. Предполагая, что события с аномально высокой и низкой амплитудой в ПЧДН связаны с быстрыми нейтронами, оценка плотности потока быстрых нейтронов на расстоянии от мишени ~ 3 м составила ~10⁴ с^–1 · см^–2. Оценка плотности потока тепловых нейтронов ПЧДН (с полиэтиленовым блоком перед ним) составила ~2 × 10² с^–1 · см^–2. Оценка плотности потока тепловых нейтронов измеренного с помощью ³He-счетчика СНМ-18 на том же расстоянии составила ~2 × 10² с^–1 · см^–2.

Для повышения эффективности детектора предполагается структуру детектора выполнить многослойной с увеличением числа активных слоев до 10. Это позволит увеличить эффективность детектора до ~40% для тепловых нейтронов и до ~70% для холодных нейтронов. Оборудование для производства рам ПЧДН предоставляет возможность изготовить многослойные детекторы с размерами до 400 × 400 мм, что позволит на порядок увеличить телесный угол детектора. Компактные размеры источника, способность оперативного изменения спектра падающих на образец нейтронов позволит проводить исследования ядерных свойств и наноструктуры материалов с выделением вкладов тепловых и быстрых нейтронов.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Измерены спектры потерь заряженных частиц, вызванных нейтронами различных энергий в позиционно-чувствительном детекторе с активным слоем 10 B и размерами чувствительной области 100 × 100 мм. Различия в спектрах указывают на возможность разделения событий, соответствующих тепловым и быстрым нейтронам (с энергией >2 МэВ). Это различие позволило измерить относительную плотность потока тепловых и быстрых нейтронов в W–Вe-фотонейтронном источнике при максимальной энергии фотонов 7 МэВ (максимальная энергия нейтронов ~5 МэВ). Относительно низкая эффективность детектора позволяет использовать его при высоких потоках нейтронов.