Диплом жұмысы тақырыбы: Радиоактивті сәулелерді газ разрядты санауыштар көмегімен тіркеу

Нөсердің даму уақыты, яғни екінші реттік ионизацияның өту уақыты өте аз болады. Шынында газдық күшею орталық электродтан жіптің бірнеше диаметріне тең (~0,1см) арақашықтықта жүзеге асады. Бұл салада электрондар дрейфінің жылдамдығы шамамен 10⁷см/сек, яғни нөсердің даму уақыты шамамен 10^-8 сек. Осыған орай, бірінші ионизация зарядтары ескермесек, онда орталық электродтан 1-2 диаметр арақашықтықта Mn₀ ион жұптары түзілді деп есептеуге болады. Сонда RC үлкен мәндері үшін амплитудалардың максимал мәндерінің қатынасын бағалайық._. Егерде r₂/r₁=100, ал r_R/r₁~2 болса, онда V^-_макс/ V⁺_макс~0,15. Осылайша, біз қызық жағдайға тап боламыз: пропорционал санауыштардағы импульс негізінен оң иондардың қозғалысына байланысты. Толық жинақталу уақытын t^* , егер r=r₂ және r₀=r_R болса: онда

t^*= (2.2)

Қысымы 0.8 атм болған сутекпен толтырылған санауыш үшін μ⁺=6,7 ,r₂=1,1 cм, r₁=2 10^-2 см; U₀=2800 в (M=100) ; t^*=120 мксек ; V(t) логарифмділік тәуелділікке бойсұнатындықтан санауыштарда иондардың катодқа қозғалу уақытымен салыстырғанда RC-ның мәнін өте кіші етіп алуға болады.Сонымен, шамамен 10^-6 сек уақыт ішінде амплитуда өз максимал мәнінің жартысына дейін өседі. Осыған байланысты RC кез-келген мәні үшін V(t) тәуелділігін анықтап, жүктеме кедергінің қажетті мәнін таңдауға болады.

Оң иондардың қозғаласымен байланысты камерадағы токтың максимал мәні

I(t)= (2.3)

(2.3)- қатынасын r және t арасындағы байланысты ескере отырып, оңай алуға болады. V(t)=0, t=0 кезінде деп есептей отырып, санауыш сыйымдылығындағы кернеу келесі шамаға тең:

V(t)= (2.4)

X=t+B жаңа айнымалыны енгіземіз және интегралдағаннан соң келесі өрнекті аламыз: V(t)= (2.5)

Жоғарыдағы 2.3-суретте RC-ның әртүрлі мәндері үшін пропорционалды санауыштағы импульстың түрлері келтірілген.

Санауыштың уақыттық сипаттамалары .Бөлшектердің санауышқа келіп түсу мезетінен бастап t^* уақыт ішінде импульс өз максимал мәніне ие болады деп есептелік. Бұл t^* интервалдың ұзақтығы негізінен бірінші реттік ионизациялық электрондарының туындау орнынан есептеуіштің анодына дейін қозғалыс уақытымен анықталады. Сонымен t^*-ның максимал таралымы (r₂-r₁)/-> шамаға жуық болады [18].

t^* шамасының флуктуациясы санауыш өлшеміне, (r₂/r₁) қатынасына және санауыштағы кернеуге тәуелді болады. Пропорционалды санауыштар көмегімен уақыт бойынша бөлшектердің таралуын анықтаған кезде микросекундтың бөлігін құрайтын t^*-ның таралуын санауыштың уақыт бойынша ажыратқыштығын анықтайды.

Егер санауыш бөлшектердің санын өлшеуге қолданылса, онда электрондардың анодқа түсу мезетінен бастап импульстың өсу уақыты қызығушылық тудырады. Бұл жағдайда RC кіші мәндері, бірақ импульс амплитудасы әлі де болса жеткілікті болатындай етіп таңдап алу үлкен маңызды орынға ие (газды күшейтуді тоқтатпау үшін). Амплитуда V_max -нан m есе төмен болатындай етіп алсақ, RC шамасын келесі қатынастан таңдауға болады: RC≈t_max=B (2.6)

мұндағы t_макс- RC шексіз үлкен болған кезіндегі V_max/m дейін амплитуданың өсу уақыты. Қысымы 0,8 атм сутегімен толтырылған санауышта r₂/r₁=100, U₀=280/M=100; B=4 10^-8 ceк және 2ln(r₂/r₁)=92 болғанда m=10 болса, RC≈6 10^-8, ал m=5 болса, RC≈2 10^-7 болады. Келтірілген мысалдан көрініп тұрғандай, бөлшек санын өлшеу кезінде пропорциолналдық санауыш өте жылдам детектор бола алады.

Энергетикалық ажыратқыштықтың шамасы иондаушы бөлшектен туындаған ион жұптарының санындағы флуктуацияға байланысқанты болады. Пропорционалды санауыштардағы импульс таралуы амплитудаларының таралуы газдық күшею коэффициентіне әсер етуші тағы бірнеше себептерге тәуелді: көлемдік зарядқа, электрлік теріс иондардың туындауына, санауыштың орталық электродының өн бойындағы электр өрістің біртексіздігіне тәуелді болып келеді. Бұл себептердің әсерін пропорционалды санауыштың параметрлері мен конструкциясын тиімді түрде таңдау арқылы едәуір әлсіретуге болады. Сонымен қатар, газдық күшею коэффициентінің шамасы флуктуацияланады, өйткені газдық күшею процесі статистикалық сипатқа ие. Бірінші реттік ионизация процесімен байланысты дисперсия шамасы, n₀-ге тең болады, мұндағы n₀-Пуассон заңы бойынша таралған кездейсоқ шама болcын.

Бұрын аталып өткендей, егерде көлемдік заряд әсері әлсіз деп есептесек пропорционалды санауыш импульстары үшін алынған формулалар және көлемдік заряд газдық күшею процесіне нақты әсер етпейтіндей шарттар орынды болады.

M<< (2.7)

Егерде бұл шарт орындалмаса, онда бөлшектердің энергиясының өсуіненде газдық күшею коэффициенті кемиді. Сонымен қатар, орталық электродқа қатысты түрлі ориентацияға ие бөлшектер үшін әр түрлі болады. Шынында да бөлшек радиалды бағытқа ие болған кезде иондардың тығыздығы ең жоғарғы мәнге ие болады. Бұл жағдайда газдық күшею аймағы l электрондардың еркін жүру жолының ұзындығынан бірнеше есе үлкен болады. Зарядталған бөлшек санауыш осіне параллель қозғалғанда иондардың тығыздығы ең кіші мәнге ие болады. Бұл кезде l санауыш газындағы зарядталған бөлшектердің жүру жолының ұзындығына тең. M үлкен мәнге ие болған кезінде санауыштың жұмыс істеуі газдың қысымы аз болған кезінде мүмкін болады. Мұны қысым төмендеген кезде кернеу табалдырығы төмендейтіндігі және n₀e/l шаманың төмендейтіндігі арқылы түсіндіруге болады.

Егер көлемдік заряд әсерін ескермесек, онда пропорционалдық санауыштың импульсінің амплитудасы санауыштағы иондардың пайда болу орнына тәуелді болмайды. Көптеген газдар үшін катод жанындағы ионизация кезіндегі импульстар амплитудасы мен анод жанындағы ионизация кезіндегі импульстар амлитудасының қатынасы 1-ге тең болады. Электрлік теріс иондардың түзілу ықтималдығы жоғары газдар үшін ρ<1. Бұл түсінікті жайт, өйткені жабысу коэффициенті Е/р-ның функциясы болып табылады, соның салдарынан анодқа жақын және катодқа жақын жерде электрлігі теріс иондардың туындау ықтималдығы бір-бірінен өзгеше болады.

Осыған орай, ВҒ₃ газбен толыққан санауыштар үшін төменгі қысым мен жуан жіп болса, ρ=1, ал жоғарғы қысым мен жіңішке жіп болса ρ<<1. Санауыштың амплитудалық ажыратқыштығы жоғары болу үшін, оның ішіндегі газды бөгде қоспалардан мұқият тазарту қажет [22].

Санауыштың энергетикалық ажыратқыштығына жіпті бекітіп тұрған тұтқыштың тудырған өрісінің біртекті болмауы әсер етеді. Жіп ұштарындағы өрістің әсерін болдырмау үшін жіпті арнаулы үлгідегі қорғаушы электродтарға бекітіп, өрістің біртексіздігін минимумға келтіріледі. Осы уақытқа дейін санауыштың екі электроды да қатаң коаксиальды болып келеді деп есептеліп келген болатын. Анықталғандай, жіптің тіпті ең аз эксцентриситеті газдық күшеюдің едәуір өзгерістеріне әкеп соқтырады екен. Росси және Штауб атты ғалымдар жіптің аз эксцентриситетінің әсерін қарастырып, r₂>>r₁ болған жағдай үшін мына қатынасты анықтады:

мұндағы Δ- жіптің эксцентриситеті (жіптің санауыштық осьтік сызығынан

ығысуы); δE/E - жіпке жақын өрістің салыстырмалы өзгеруі. Осы теңдеуден

және газдық күшеюдің Е-ге тәуелдігінен газдық күшею шамасының таралуын табуға болады.
2.2. Ионизациялық камералар.

Бөліну камералары. Бөлінетін заттың қабаттары орнатылған ионизациялық камералар нейтрондармен бірқатар зерттеулер жүргізу үшін өте ыңғайлы. Мұндай камераларды бөліну камералары деп атаймыз.Олардың негізгі артықшылығы, нейтрондармен ядроларды атқылаған кезінде жоғарғы энергияға ие болған бөліну жарықшақтары (сынықтары) пайда болады. Мұның өзі бөліну жарықшақтарынан басқа зарядталған бөлшектерден дискриминациялауға мүмкіндік береді. Бөліну камераларын нейтрон ағындарын салыстырмалы және абсолютті өлшеу үшін, ядролар бөліну қимасын өлшеу үшін, бөлінумен қатар жүретін өнімдердің қасиетін зерттеу үшін қолданады. Мұндай камераларда бөлінуші материалды жұқа қабаттар түрінде орнатады. Қабаттың қалыңдығын әдетте бөліну жарықшақтарының жүру жолы ұзындығының ең жоғарғы шамасына қарағанда аздау етіп таңдайды. Жарықшақтың жүру жолынан қалыңырақ қабаттарды пайдаланудың қажеттігі жоқ, өйткені ол камераның тиімділігін арттырмайды. Екінші жағынан, қабат қалың болса, жарықшақтармен туындайтын α-бөлшектер саны да артады. Бұл қосымша фон тудырады. Бірнеше α-бөлшектерден туындаған импульстар қосылып жарықшақ энергиясына жақындауы мүмкін. Бұл импульстардың қосылу ықтималдығын Пуассон таралуы бойынша бағалауға болады. Ол үшінимпульстың формасын тікбұрыш, ал ұзақтығын τ-ға тең деп қарастырамыз. Камерада 1 секунд ішінде n₀ α- бөлшектер пайда болсын делік, сонда 1 секунд ішіндегі санауыштар саны n=n₀/(1+n₀τ). Камерада τ уақыт интервалында бір α-бөлшекті тіркеу кезінде тағы да (к-1) бөлшек пайда болуы ықтималдығы, яғни импульстардың к-рет беттесуі орын алуы p(k-1)=. Демек к-рет беттесудің жиілігі

n(k)= , мұнда k=1,2,3.. (2.8)

Олай болса n= екендігін оңай көруге болады.

Импульстардың беттесуінің жиілігін анықтау кезінде импульстың шынайы формасы мен камераның RC тұрақтысы ескерілуі қажет. α–бөлшектер фонын төмендету үшін бөліну камераларын электрондарының қозғалғыштығы жоғары болған газдармен толтырады ( мәселен, метан). Егерде камера электродтары арасындағы арақашықтық сантиметрдің ондық үлесіне жуық болса, онда метанмен толтырылған камераларда ұзақтығы шамамен 10 нсек импульстар алуға болады. Осы мақсатта жарықшақтары жұмысшы көлемде өз энергиясының бір бөлігін ғана шығындайтындай етіп қысым мен камераның электродтары арасындағы арақашықтықты таңдап алуға болады. Бұл жарықшақ импульсының α-бөлшектер импульстарына қатынасын ұлғайтады.

Камера көмегімен өлшеу жоғары дәлдікпен болады, егерде олардың санау сипаттамасында плато болатын болса (тұрақты сәулелендіру кезіндегі импульстар санының тіркеуші құрылғы дискриминациясының деңгейіне тәуелділігі). Егер уран қабаты жұқа болса, жарықшақтардың интегралдық саны платаға ие болады. Мұның өзі де түсінікті жайт, себебі камераның жұмысшы көлеміне түсетін жарықшақтардың спектрі 40-100 Мэв энергияда максимумға ие. Егер қабат қалың болса камераның жұмысшы көлеміне келіп түсетін бөліну сынықтарының спектрі үздіксіз болады және төмен энергия аумағында жоғарылайды. Сол себептен мұндай камераның интегралды есептік сипаттамасында плато болмайды.

Бөліну камералары бар тіркеуші аппаратураларды бақылау α– бөлшектер тудырған импульстарды санау арқылы оңай жүзеге асыруға болады. α-бөлшектерді санау жылдамдықтарының логарифмі тіркеуші құрылғы дискриминациясының деңгейіне тікелей тәуелді болып табылады. Мұндай тәуелділікті камераның α-бөлшектік қисығы деп атайды. Бұл жағдайды құрылғы дискриминациясының қажетті деңгейін анықтау үшін пайдаланады. α-бөлшектік қисықтан пайдаланып бөлшектердің есептік жылдамдығы, мәселен 0,05 имп/мин тең болғандағы дискриминация деңгейінің күйін экстраполяция жолымен табуға болады. Дискриминация деңгейін мұндай әдіспен орнату сезімталдылықтың қандайда бір деңгейінде әрқашан жұмыс істеуге мүмкіндік береді(күшейту контролі). Бөліну камераларының сезімталдылығын келесі түрде жазуға болады:

S=N₀σ_fB (2.9)

Мұндағы N₀– камерадағы бөлінуші ядролар саны, σ_f-бөліну қимасы, В-тіркеуші аппаратураның дискриминациясының деңгейіне, қабат қалыңдығына және камераның геометриясына тәуелді коэффициент. В шамасын жұқа қабаттар, жазық камера және төмен табалдырықтар үшін оңай есептеуге болады. Қалың қабаттарда В шамасын есептеу өте қиын [4].

Тәжірибе арқылы бөліну камераларының В шамасын жеткілікті дәлдікпен анықтауға болады. Камераны Ф жылулық нейтрондардың ағынына орналастырамыз. Сонда камера n_f=ФТ₀σ_fB бөліну санын тіркейді. Әрбір бөліну ν жылдам нейтрондар тудырады. Оларды жылдам нейтрондар детекторымен тіркеуге болады. Бұл детектор n_n=ФN₀σ_fνΔΩε_d импульстар санын тіркейді, мұндағы ΔΩ-денелік бұрыш. Бөліну камерасын сәйкес келу схемасы арқылы жылдам нейтрондардың детекторына қосамыз және сәйкес келу жылдамдықтарын санаймыз: n_fn=ФN₀σ_fνΔΩε_dВ, мұнда B=n_fn/n_n болатындығын оңай көруге болады. Мұндай әдіспен В шамасын анықтаудағы қателік статистикалық қателікпен шамалас болады. U₃O₈ қалын қабаттарға ие камераларда есептік сипаттамаларда плато болмайды. Жылулық нейтрондарды тіркеуге арналған камераларда әдетте U²³⁵- ие қабаттар жиі қолданылады.

Пропорционалды борлы есептеуіш және борлы камера. Жылулық және резонансты нейтрондарды тіркеу үшін үш фторлы бормен (ВҒ₃ ) толтырылған пропорционалды есептеуіштер қолданылады. Нейтрондар B¹⁰(n,α) Li⁷ реакция өнімдері бойынша тіркеледі, олар шамамен 2,3 Мэв жалпы энергияға ие болады. Бұл реакция қысымы 5 кэв төмен нейтрондар энергиясы аумағындағы нейтрондар жылдамдығына кері пропорционал, сол себепті борлы есептеуіш нейтрондар тығыздығын өлшейді. Борлы есептеуіштің типтік сипаттамалары келесі түрде болып келеді: ВҒ₃ қысымы шамамен 120 мм сн.бағ, жұмысшы кернеу шамамен 1500в, анодтың диаметрін 0,05, катод диаметрі 22 мм. Торға түсетін жылулық нейтрондар үшін 150 мм ұзындықтағы борлы есептеуіштің эффективтілігі шамамен 20% .

Борлы есептеуіштің есептік сипаттамасы платаға ие. Бұл түсінікті жайт, өйткені төмен энергиядағы нейтрондарды тіркеу кезінде импульc амплитудасы нейтрондар энергиясына мүлдем тәуелді емес (реакция энергиясы өте жоғары). Платоның болуы пропорционалды есептеуіштер үшін өте маңызды, себебі газдық күшею коэффициенті есептеуіштегі кернеуді арттыру кезінде экспоненциалды түрде өсе түседі.

Нейтрондардың үлкен ағындарын тіркеу қажеттілігі кезінде токтық режимдегі көппластинкалы ионизациялық камералар қолданылады. Графитті пластиналар бордың жіңішке қабатымен жабылады(~0,4 мг/см ). Бірлікке тең сезімталдыққа егер камера ие болса, онда 10⁸ нейтрон/(см²сек) нейтрон ағынына 10^-6 а ток сәйкес келеді. Токтық режимдегі камералар реактордың қуатын бақылау үшін пайдаланылады. Реакторда γ-кванттардың ағындарын нейтрондар ағынымен салыстыруға болады. Алайда, реактор қуаты төмендесе, онда кванттардың ағыны нейтрондар ағынын бірнеше есе жоғарылатады. Сол себепті камераның кванттарға сезімталдығын мүмкіндігінше төмендету керек. Пропорционалдық есептеуіште γ-сәулеленуден импультерді дискриманация-лауға болады, ал токтық құрылғыда мұндай дискриминацияны жүргізуге болмайды.

Иондау камерасы.

Иондау камерасы зарядталған бөлшектерді тіркеу үшін қолданылады. Қарапайым иондау камерасының схемасы 2.4-суретте берілген. Металл А қорабының металл фольгадан істеген В терезесі арқылы камераға тіркелетін бөлшек енеді. Электрод – коллектор К және электрод С-қорғаушы сақинамен қосылған. Камера А инертті газбен толтырылған. Иондаушы бөлшек камераға еніп, энергиясына байланысты камера ішінде мыңдаған қос иондарды туғызады. Мысалы, жылдам электрон ауада қалыпты қысымда бірнеше жүздеген қос ион тудырады. Иондау камерасы иек ауыр бөлшектерді ғана тіркейді. Тіркелуші бөлшектердің әсерінен пайда болған ион импульстары коллектор мен сақинаның электр өрісіне жетеді де, әрі қарай электр күшейткішіне беріліп тіркеледі.

2.4-сурет.

Зарядталған үлкен энергиялы бөлшектерді тіркеу үшін жоғарыда аталған құралдармен қатар қалың қабатты фотопластинкалар қолданылады. Фотопластинкалар өте кішкене мөлшерлі жақын орналасқан бромды күміс эмульсия дәндерінен тұрады. Ұшып келе жатқан бөлшек қалың қабатты фотопластинкаға енеді де эмульсия құрамындағы бромды күмісті иондап, фотопластинка қабатында белгілі бір із қалдырады. 2.5а-суретте қалдырған іздің қалыңдығын, траекторияның тығыздығын микроскоп арқылы өлшей отырып бөлшектің энергиясын, импульсін, зарядын есептейді. Мысалы, 55 Мэв энергиясы бар альфа-бөлшектің қалдыратын ізінің ұзындығы 1 мм-ге жуық, ал 2.5б-суретте бірнеше жүздеген есе үлкейтілген бейнесі кескінделген. Егеp практикада, күнделікті қолданып жүрген фотопластинкалардағы эмульсия қалыңдығы -20 микрон болса, ядролық зерттеулердегі қалың қабатты фотопластинкалардың эмульсия қалыңдығы 600-1000 микронға жуық және түйірлері өте кішкене болады.

2.5-сурет.