Измерение активности источников альфа-частиц

Общие замечания. Поскольку пробег α -частиц в твердых вещест­вах измеряется микронами, образцы α -активных веществ для абсо­лютных измерений следует изготавливать в виде очень тонких слоев или пленок, иначе поправки на самопоглощение частиц в ис­точнике и связанные с их введением погрешности будут слишком велики. По этой же причине между источником и рабочим телом детектора не должно быть толстых перегородок или стенок. Лучше всего, если это только возможно, ввести источник непосредственно в рабочее тело детектора.

Измерения с малыми телесными углами. При проведении изме­рений с быстрой сменой образцов, а также в нестационарных ус­ловиях (например, при дозиметрических обследованиях) вводить образцы внутрь детектора неудобно. Иногда невозможно даже при­близить детектор вплотную к источнику. В подобных случаях при­ходится вести измерения методом малого телесного угла.

Наиболее распространенные детекторы при подобных измерениях– ионизационные камеры и счетчики с тонкими окошками, сцинтилляторы из NaI, CsI, ZnS, пластиковые сцинтилляторы и полупроводниковые детекторы. Использо­вание сцинтилляционных счетчиков для регистрации α -частиц затрудняется тем, что световой выход от α -частиц во всех сцинтилляторах значительно ниже, чем от β -частиц той же энергии. Так, при энергии 5 МэВ отношение световых выходов от α - и β -частиц равно 0, 5 для кристалла NaI и примерно 0, 1 для пластических сцинтилляторов. Энергетическое разреше­ние кристаллов типа NaI хотя и уступает ионизационной камере с сеткой, но зна­чительно выше, чем пластических сцинтилляторов. Поэтому если не требуется высокое временное разрешение, то при регистрации α -частиц используют обычна кристаллы галоидных солей щелочных металлов. При этом, так как пробег α -частиц в плотном веществе очень мал (α -частицы с энергией 5 МэВ имеют пробег в кристалле NaI около 0, 03 мм), можно использовать кристаллы в виде тонких пластинок (толщиной в доли миллиметра). Это приводит к существенному снижению фона от β - и γ -излучений. В одной из работ описано примене­ние кристаллов NaI размером 2, 5X2, 5 см и толщиной в несколько десятых до­лей миллиметра, позволяющих регистрировать α -частицы без заметного ухудше­ния разрешающей способности.

Широкое распространение для регистрации α -частиц получил ZnS, активиро­ванный серебром, световой выход в котором в 3 раза больше, чем в кристалле NaI. Основной недостаток ZnS заключается в том, что его невозможно получать в виде монокристаллов больших размеров, поэтому его применяют в виде мелкого порошка, толщина слоя которого должна быть порядка пробега α -частицы, т. е. около 8 мг/см² при МэВ. Другой недостаток ZnS состоит в том, что у него энергетическое разрешение хуже, чем у NaI, поскольку слой порошка про­пускает лишь часть света. Зато по весьма низкому уровню фона счетчики с ZnS имеют преимущества даже перед газовыми счетчиками: использование слоя ZnSдиаметром около 5 см позволяет довести фон до 0, 3 отсчетов в 1 ч. Обыч­но ZnS применяют в счетных приборах (например, дозиметрических) в условиях, когда α -излучающий образец можно подвести практически вплотную к сцинтиллирующему слою, который, в свою очередь, нанесен прямо на торцовую поверх­ность ФЭУ. При таких условиях геометрический фактор достигает значений 0, 3—0, 4.

Несмотря на то, что по сравнению с рассматриваемыми ниже измерениями в 2π -геометрии метод малого телесного угла требует введения большого числа поправок, в стационарных условиях точность измерений может быть доведена до десятых долей процента.

Рис. 10.2. К расчету вы­хода частиц из источника в виде твердого слоя:

а — пути частиц в слое; б — рассеяние частиц в подлож­ке

Ионизационная камера с твердым слоем. Если тонкий слой α -излучающего вещества нанесен на электрод ионизаци­онной камеры или счетчика в виде не­большого пятна, наикратчайшее рассто­яние от которого до краев электрода больше пробега α -частиц в газе камеры, то можно считать, что выполняются ус­ловия 2π -геометрии и G = 0, 5. Далее, ес­ли давление газовой смеси и расстояние между электродами камеры таковы, что α -частицы не достигают поверхности противоположного электрода, то стеночный эффект отсутствует, а эффективность регистрации попавшей в газ частицы ε _д=1. При этом для получения ε остается определить лишь попра­вочные коэффициенты f, учитывающие самопоглощение частиц в источнике и обратное рассеяние α -частиц от подложки.

Коэффициент самопоглощения в источнике f _и — вероятность для частицы, вылетевшей из ядра в сторону рабочего тела детек­тора, избежать поглощения в веществе источника и попасть в ра­бочее тело (в данном случае — в наполняющую газовую смесь) с энергией, достаточной для ее надежной регистрации. Этот коэффи­циент можно найти следующим образом.

Пусть s — толщина источника и R – пробег α -частиц в веществе источника. Очевидно, что из слоя dx, находящегося в источнике на глубине х (рис. 10.2, а), могут попасть в камеру и вызвать в ней электрический импульс только те частицы, которые вылетели под углами к вертикали от 0° до некоторого предельного угла θ _пред(χ), при котором пробег частиц в веществе покрытия равен у = pR. Здесь р — максимальная доля пробега частиц в веществе источника, при которой остаточный пробег в рабочем теле детектора достаточен для их надежной регистрации (р< 1, так как частицы, попадающие в рабочее тело детектора с малой энергией, создают очень маленькие электрические импульсы, которые оказываются меньше порога дискриминации, устанавливаемого для отсечения шумов радиосхемы и импульсов фона от β -частиц и фотонов). Доля частиц f _и(χ), попадающих в чувствительный объем детектора из лежащего на глубине х слоя dx, определяется отношением телесного угла Ω _пред, соответствующего θ _пред(χ), к 2π:

(10.13)

и так как

, (10.14)

то

. (10.15)

Очевидно, что имеет смысл применять источники с толщиной покрытия s< pR так как слои вещества, лежащие на глубинах x> pR, все равно не используются. При этом общая доля частиц, регистрируемых детектором (из числа частиц, вылетающих в пределах телесного угла π),

. (10.16)

Предельные случаи:

1) очень тонкий источник [s/(pR)< < 1]: f_и ≈ 1;

2) толстый источник [s/(pR) ≈ 1]: f_и ≈ 0, 5.

Коэффициент обратного рассеяния от подложки f_р равен 1 плюс вероятность того, что частица, вылетевшая первоначально в сторону подложки, в результате рассеяния изменит направление своего движения, попадет в рабочее тело детектора и зарегистри­руется им. Сразу же заметим, что самопоглощение в источнике снижает число отсчетов детектора, а обратное рассеяние увеличи­вает его, поэтому f _и< 1, а f _Р> 1. Для α -частиц коэффициент обрат­ного рассеяния мало отличается от 1 из-за малой вероятности их рассеяния на заметные углы, но при очень точных измерениях этим отличием пренебрегать нельзя.

Значение f _Р проще всего найти экспериментально, исследуя зависимость ско­рости счета от толщины накладываемого на источник α -частиц поглотителя (алюминиевой фольги). Число прошедших через поглотитель частиц линейно уменьшается с увеличением его толщины s_n. Очевидно, что в силу крайне малой вероятности рассеяния α -частиц на большие углы обратное рассеяние практи­чески наблюдается лишь для частиц, летящих почти параллельно поверхности источника (рис. 10.2, 6). Такие частицы поглощаются самыми тонкими слоями поглотителя, а частицы, прошедшие более толстые слои, не испытывают обрат­ного рассеяния. Поэтому при малой толщине поглотителя наблюдается откло­нение от линейной зависимости счета от толщины поглотителя (рис. 10.3). Про­изводя линейную экстраполяцию прямолинейного участка экспериментальных кривых к нулевой толщине поглотителя и беря отношение действительной скорости счета при нулевой толщине к экстраполированному значению, легко получить величину f_р. Следует отметить, что f _р зависит не только от типа материала, но и от качества его обработки. Во всяком случае, значения f _р приведенные на рис. 10.3, типичные, т.е. обычно f _р отличается от 1 на 1-5%.

Рис. 10.3. Зависимость скорости счета α -частиц из различ­ных источников от толщины алюминиевого поглотителя

Поправки на обратное рассеяние полностью исключаются в 4л-геометрии. Однако трудности, связанные с необходимостью из­готовления для таких измерений очень тонких источников на столь же тонких подложках, приводят к тому, что этот метод для опре­деления активности α -источников применяют очень редко.

После того как коэффициенты f_и и f_р найдены, активность α -источника можно определить по числу регистрируемых за 1 с импуль­сов детектора a по формуле:

A=2a/(f_иf_p). (10.17)

В эту формулу следует еще ввести поправки на просчеты в счет­чике и в регистрирующей аппаратуре, но здесь и далее всюду счи­тается, что эти поправки, общие для всех видов измерений со счет­чиками и камерами, вводятся наряду с исключением фона на пер­вых этапах обработки экспериментальных данных и под величиной а везде понимается уже чистый экспериментальный эффект.

Окончательная погрешность при измерениях активности α -ис­точников ионизационными камерами и пропорциональными счет­чиками с твердыми слоями определяется статистическим разбро­сом числа зарегистрированных импульсов, неточностью фиксации времени измерения, погрешностями при учете фона и мертвого времени счетчика, а также погрешностями при определении коэф­фициентов f_и и f_р. Как показывает анализ, проведенный авторами различных работ, а также сравнение результатов измерений раз­ных лабораторий с одинаковыми источниками, общую погрешность метода можно довести до 0, 3—0, 5 %.

Необходимость введения исследуемого источника в рабочий объем ионизационной камеры или счетчика приводит к тому, что всякий раз приходится иметь дело с трудоемкой операцией перена­полнения детектора высококачественной газовой смесью. Трудно­сти, связанные с этой операцией, сводятся к минимуму в так назы­ваемых проточных счетчиках, в которых необходимая чистота газа обеспечивается не высокой герметичностью и тщательной предва­рительной очисткой и обезгаживанием, а непрерывной подачей чи­стой газовой смеси во время измерений. После введения препарата счетчик закрывают и быстро продувают рабочим газом, а затем газ подают в него непрерывно с небольшим расходом (1 см³ за не­сколько секунд). Давление в счетчике поддерживают немного выше атмосферного, поэтому даже наличие небольших течей не сказы­вается на его работе. Чувствительность проточного счетчика опре­деляется скоростью счета фоновых импульсов, и ее можно довести до 0, 1 ими/мин.

Введение α -излучателя в рабочее тело детектора. Если α -излучатель – газ или входит в состав газообразного соединения, то -его можно непосредственно ввести в рабочий объем любого детек­тора с газовым наполнением: ионизационную камеру, счетчик, ка­меру Вильсона и др. Раствором соли α -излучателя можно пропи­тать эмульсию фотопластинки. Во всех подобных случаях вероят­ность регистрации акта распада в первом приближении не зависит ют направления вылета α -частицы, поэтому, как отмечалось выше, G = 1. Также можно считать, что ε _д=1. Поправки на самопоглоще­ние и на расстояние от подложки вводить, очевидно, не требуется, зато существенное значение здесь приобретает поправка на стеночный эффект. Точность измерения активности введенной в детектор порции α -излучателя помимо рассмотренных выше факторов опре­деляется также неточным знанием рабочего объема детектора, ко­торый существенно отличается от его полного объема, а в случае фотопластинок — еще и неопределенностью начала и конца облу­чения, поскольку и раствор исследуемого вещества, и проявитель пропитывают эмульсию постепенно. В результате общая точность измерений оказывается невысокой.

Исключение составляет разновидность данного метода, при ко­тором α -излучатель вводят в жидкий сцинтиллятор. Высокий порог сцинтилляционных счетчиков в данном случае не является поме­хой, и погрешность измерений достигает 0, 05%. Особенно эффек­тивно этот метод применяют для исследования растворов с низкой удельной активностью, в частности при различных работах при­кладного характера.