Научная статья на тему 'СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫЙ СПЕКТРОМЕТР «ПОЛНОГО ПОГЛОЩЕНИЯ» ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ТОРМОЗНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ БЕТАТРОНА Еmах= 30 Мэв'

СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫЙ СПЕКТРОМЕТР «ПОЛНОГО ПОГЛОЩЕНИЯ» ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ТОРМОЗНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ БЕТАТРОНА Еmах= 30 Мэв Текст научной статьи по специальности «Электротехника, электронная техника, информационные технологии»

CC BY
55
9
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.
iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

Текст научной работы на тему «СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫЙ СПЕКТРОМЕТР «ПОЛНОГО ПОГЛОЩЕНИЯ» ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ТОРМОЗНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ БЕТАТРОНА Еmах= 30 Мэв»

ИЗВЕСТИЯ

ТОМСКОГО ОРДЕНА ТРУДОВОГО КРАСНОГО ЗНАМЕНИ ПОЛИТЕХНИЧЕСКОГО

ИНСТИТУТА имени С. М. КИРОВА

Том 138

1965

сцинтилляционный спектрометр «полного поглощения» для исследования тормозного излучения бетатрона

Етах=тмэв

В. Б. КУЗНЕЦОВ (Представлена научным семинаром НИИ ЭИ)

Для исследования прохождения тормозного излучения бетатрона через различные материалы разработан сцинтилляционный спектрометр «полного поглощения» с кристаллом размерами 100X200 мм' и ФЭУ—49А. Спектрометр состоит из следующих элементов (рис. 1):

1 —свинцовая защита; 1а — борная защита;

2 — коллимационное устройство;

3 — кристалл;

4 — фотоумножители;

5 — стоканальный анализатор импульсов;

6 — блок синхронизации;

7 — блок питания.

Свинцовая защита состоит из 30 колец диаметром 500 мм с отверстиями для кристалла и ФЭУ диаметрам 30 см. Лобовая защита спектрометра равна 30 см, боковая 10 см. Свинцовые кольца собираются вместе на направляющих и образуют единый защитный блок, общий вес которого около 3 тони.

Для выбора оптимальной геометрии регистрации ^-квантов был произведен анализ прохождения излучения через лобовую защиту и коллимационное отверстие (рис. 2). В данном случае необходимо учитывать следующие факторы (1):

— чисто геометрический фактор ослабления (определяется действительным телесным углом, стягиваемым коллиматором);

— фактор, учитывающий прохождение квантов через кромку коллиматора переменной толщины;

С3 — фактор, учитывающий прохождение через лобовую защиту; б4 — фактор, учитывающий часть квантов, которые рассеялись в канале коллиматора и попали на сцинтилляционный кристалл.

На рис. 2 показаны траектории ? - квантов, иллюстрирующие вышеуказанные факторы,

С)

Для определения и 0/к необходимо найти телесный угол, в котором заключены кванты, распространяющиеся в направлении кромки коллиматора,

1 2* агс*/ГГ

й*2 = -| | эта-Ф^-йа, (2)

о ( г

Проходя через кромку коллиматора, кванты ослабляются в соответствии с длиной пути, пройденного им в свинце. Этот путь равен

Ь^-1---—, (3)

СОБ а ЭШ а

тогда

1 ЛГС^ ' I г °2 = ~ [ ехр [- [X (Е) (---— ) • 81па^а]. (4)

2 0 т \cosa зта/

агс^-

Этот интервал подсчитан по правилу Симпсона разбиением на 10 интервалов для энергий квантов от 1 до 30 Мэв. На рис. 3 представлены результаты расчетов различных / иг. Как видно из рисунков, максимальное значение в., при энергии падающих квантов Е = 3Мэв.

15

Ч

¡0

о

ю

20

30 £

Рис. 3.

Величина О,, определяется из выражения

О. = i .

4

' Оо,

(5)

'об

— сечение комптон - эффекта для квантов данной энергии; ¡^б —полное сечение поглощения в свинце;

V — отношение площади под кривой дифференциального сечения комптоновского рассеяния на угол к полному сечению комптоновско-го рассеяния для данной энергии.

Для низких энергий, где это отношение существенно отлично от 1, средний угол ¡3, на который должны рассеяться кванты, чтобы попасть на кристалл, определяется из следующего выражения:

Л I

Г гхо\с\~ «йх— I гхоХ^-'йх

I X ^ х

— о

(6)

Для энергий квантов Е^БМэв можно считать практически равным 1. Зависимость от Е~{ представлена рис. 4.

Определение 0?, можно существенно упростить, полагая, что все кванты, проходящие через лобовую защиту, проходят в свинце одинаковое расстояние £

где 5кр — площадь передней грани кристалла. Зависимость Ог, от Е^ представлена на рис. 5.

Факторы (?3 и вь приводят как бы к увеличению телесного угла, стягиваемого коллиматором. Отношение

(8)

показано на рис. 6.

Рис. 4.

Таким образом, для выбранной геометрии и параметров коллиматора (/=200 см\ £ = 30 см; г=0,5см) эффектами прохождения квантов через лобовую защиту и кромку коллиматора можно пренебречь.

Рис. 5.

Для устранения влияния фона нейтронов перед свинцовой защитой помещается борный поглотитель. Как уже указывалось, в качестве детектора используется кристалл Nal (Ti), сочлененный с фотоумножи-4(1

телями жалюзного типа ФЭУ-49А. Импульсы с фотоумножителя через катодный повторитель и лредусилитель подаются на стоканаль-ный анализатор импульсов АИ-100. Вход анализатора блокируется импульсом с блока синхронизации, который состоит из пластического сцинтиллятора, временного фотоумножителя ФЭУ-33 и формирователя импульсов. Передний фронт синхронизирующего импульса составляет

несколько десятков Нсек, что позволяет применить линию задержки и фиксировать кванты в любой части импульса излучения бетатрона, длительность которого равна 3—5 мсек. Применение синхронизации позволяет снизить фон спектрометра до пренебрежимо малой величины.

Особенность спектрометрии тормозного излучения бетатрона заключается в том, что в течение нескольких \хсек при номинальной интенсивности через сечение коллиматора может проходить 103—105 у-квантов. Волизбежание наложения квантов во времени спектрометр должен иметь высокое временное разрешение, либо за импульс излучения должно фиксироваться не более одного кванта. Нам>и выбран режим, при котором фиксируется 2—5 кв/сек, что соответствует интенсивности 0,1—0,2 \ipjMUH на метре. Это соответствует вероятности сов-падания двух квантов во времени, 0,5—1%. В результате этого на снятие одного спектра для набора удовлетворительной статистики требуется время 4—5 часов.

Следует отметить универсальность данного типа спектрометра, что объясняется его высокой эффективностью регистрации, близкой к 100%. Это позволяет изучать энергетические ,и угловые распределения тормозного излучения бетатрона, генерируемого различными ми-" шенями. Кроме того, широкие пределы регулирования интенсивности излучения при £ mas = const позволяют изучать прохождение тормозного излучения как через тонкие, так и через толстые поглотители.

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.