Вгк окп
Скачать 1.36 Mb.
|
Физические процессы в детекторе антинейтрино. Согласно современным представлениям электронное нейтрино e и соответствующая античастица – электронное антинейтрино  представляют собой нейтральные лептоны, обладающие массой менее нескольких эВ, спином ½ и участвующие в слабых взаимодействиях. Таким образом, рождение и поглощение (анти)нейтрино возможно только в слабых процессах, как, например, ядерные +, - переходы. «Электронное нейтрино» e определяется как нейтральная частица, которая испускается вместе с позитроном в + распаде ядер, а «антинейтрино» - вместе с электроном в - распаде:A(Z,N) A (Z+1,N-1) + e- + e (1.10.1.1) Сечение взаимодействия нейтрино (антинейтрино) с энергией несколько МэВ с веществом имеет порядок 10-43 см2, поэтому для их регистрации необходимы большие потоки частиц, большие объемы вещества, в котором происходят взаимодействия, и большое время измерения. Метод детектирования электронного антинейтрино был развит в начале 50-х годов в работах Ф.Райнеса. Было показано, что антинейтрино от ядерного реактора может быть зарегистрировано по реакции обратного бета-распада: `ne + p ® e+ + n , (1.10.1.2) порог которой составляет 1.8 МэВ. Уже в первых экспериментах в качестве мишени использовался жидкий сцинтиллятор с высоким содержанием водорода, а взаимодействие антинейтрино с протоном регистрировалось в мишени по продуктам реакции (1.10.1.2). Отдельное событие регистрации`ne можно определить по следующим характерным признакам:
e+ + e- → 2γ; (1.10.1.3) 2) образующиеся в реакции (1.10.1.2) нейтроны с характерной энергией несколько десятков кэВ замедляются в мишени до тепловых энергий, затем диффундируют и захватываются ядрами водорода с последующим испусканием гамма кванта с энергией 2.2 МэВ. Среднее время замедления нейтронов в водородосодержащей среде ~ 200 мкс. Таким образом для идентификации антинейтрино регистрируются аннигиляционные γ-кванты и γ-кванты, образующиеся приблизительно через 200 мкс. Для увеличения вероятности захвата нейтрона в жидкий сцинтиллятор можно ввести тяжелые элементы с большим значением сечения захвата, например, Gd с концентрацией несколько граммов на литр. Gd обладает большим сечением захвата нейтронов, что приводит к излучению каскада гамма-квантов с суммарной энергией около 8 МэВ. В результате нейтроны с вероятностью ~20% захватываются ядрами водорода, а с вероятностью ~80% ядрами гадолиния: n + Gd → Gd* →Gd + ∑ni γi . Источники электронного антинейтрино. Наиболее интенсивный искусственный источник электронного антинейтрино – цепные реакции деления в активной зоне ядерного реактора. Реакторные антинейтрино рождаются во вторичных процессах в результате распада нейтронно-избыточных ядер – осколков деления. Например, при вынужденном делении 235U нейтронами: n + 235U(Z=92, N=143) A1(Z1, N1) + A2(Z2, N2) + 2 n (1.10.1.4) наиболее вероятным в массовом распределении осколкам деления соответствуют приблизительно ядра A1(Z1, N1) = 94 и A2(Z2, N2) = 140, которые имеют суммарно Z1 + Z2 = 92 протонов и N1 + N2 = 142 нейтрона, в то время как стабильные ядра с A = 94 (Zr) и A = 140 (Се) содержат Z1 + Z2 = 98 и N1 + N2 = 136. Поэтому для возвращения на линию стабильности должно произойти 6 переходов с излучением 6 электронов и 6 антинейтрино. Времена полураспадов зависят от характеристик + переходов и заключены, в основном, в интервале от долей секунды до 1 года. В первом приближении поток антинейтрино в момент времени t определяется числом делений Nf : (E) = < (E)> Nf (1.10.1.5) где <(E)> число антинейтрино в интервале энергии Е, испускаемых в одном акте деления, усредненное по всем модам деления (далее значки усреднения будут опущены). Для более точного описания необходимо учитывать временные характеристики процессов бета распада осколков деления (см. далее). Существует очевидная связь между числом делений в зоне реактора и тепловой мощностью реактора Pth: Nf Ef = Pth (1.10.1.6) В (1.10.1.6) Ef ~ 200 MeV обозначает тепловую энергию, выделяющуюся в акте деления. Исходным топливом в наиболее распространённых на сегодня реакторах типа ВВЭР (PWR) является обогащенный уран с содержанием 235U около (3.54.5)%. Соотношение по скорости делений между изотопами урана для «свежего» топливного элемента составляет: (9293)% - вынужденные деления 235U тепловыми нейтронами и (78)% - деления 238U быстрыми нейтронами (порог деления 0.8 МэВ). С течением времени в результате захвата тепловых нейтронов ураном-238, в топливном элементе нарабатывается изотоп 239Pu: n + 238U 239U 239Np 239Pu (T1/2 = 24.1 лет), (1.10.1.7) а затем и другие изотопы плутония: n + 239Pu 240Pu + n 241Pu (T1/2 = 14.4 лет). (1.10.1.8) Образовавшиеся нечетные изотопы плутония частично испытывают вынужденное деление на тепловых нейтронах и также начинают вносить заметный вклад в формирование антинейтринного излучения. При номинальной тепловой мощности реактора ВВЭР-1000 равной Pth =3000 МВт скорость деления в активной зоне составляет Nf ~ 0.91020 дел./c. Цикл работы реактора (кампания) длится 1 год, после чего реактор останавливается на 1 месяц для замены 1/3 отработавших топливных элементов на «свежие». Динамика выгорания урана и накопления изотопов плутония к настоящему времени хорошо изучена. Вклад четырех изотопов - 235U, 238U, 239Pu, 241Pu в общее число делений превышает 99.9%. Примерное соотношение в долях деления  изотопов для разных периодов обычной кампании реактора ВВЭР-1000 указано в таблице 1.10.1.Таблица 1.10.1.1. Относительные вклады  делящихся изотопов 235U, 238U, 239Pu, 241Pu по числу делений для текущей годовой кампании реактора ВВЭР-1000,  = 1, i=5, 9, 8, 1.
Помимо четырёх перечисленных выше источников , связанных с -распадом осколков 235U, 238U, 239Pu, 241Pu, существуют два других источника. Один из них связан с образованием -излучателей от захвата нейтронов изотопами тяжёлых элементов, а другой от захвата нейтронов самими осколками. Основной вклад в поток и спектр , связанный с поглощением нейтронов реакторными материалами, вносит радиационный захват нейтронов изотопом уран-238, составляющими основную массу топлива: ( = 23,5 мин,  1.26 МэВ)   ( = 2,35дня, 0.71 МэВ) . (1.10.1.9)В среднем уран-238 поглощает 0.6 нейтрона на акт деления, поэтому всего испускается 1.2  /дел. Однако вклад этого источника в спектр ограничивается областью энергий  1.26 МэВ. Учёт, в свою очередь, поглощения нейтронов осколками влияет на форму спектра в области до 3.5 МэВ, но практически не влияет на поток излучаемых .Таким образом, полное число испускаемых при работе ВВЭР-1000 в среднем составляет 5,5(осколки деления)+1,2=6,7 /дел. или 6,1 /c. В области спектра >1.8 МэВ, т.е. выше порога реакции (1.10.1.2) регистрации антинейтрино, испускается ¼ всех , при этом основной вклад здесь вносят “осколочные” изотопов 235U, 238U, 239Pu, 241Pu.1.10.2 Полученные результаты Моделирование детектора проводилось в предположении, что он представляет собой кубическую конструкцию на основе жидкого водородсодержащего сцинтиллятора. Объемом детектора предполагается 1м3, что обеспечивает его малые размеры и компактную конструкцию, обеспечивающую удобство работы при решении проблемы мониторирования работы ядерного реактора путем регистрации потока антинейтрино. Мониторирование проводится в целях решения проблемы нераспространения делящихся материалов. Основной частью детектора является кубический корпус из органического стекла с ребром внешним размером 1044 мм и толщиной стенок 10 мм. Снаружи корпус покрыт светоотражающим материалом (майлар). Корпус наполненн жидким сцинтиллятором с высоким содержанием водорода. Сцинтиллятор служит мишенью для реакторных антинейтрино, замедлителем для образующихся в реакции обратного бета-распада нейтронов и, одновременно, обеспечивает регистрацию нейтронов благодаря реакции поглощения нейтронов ядрами водорода с последующим испусканием гамма-квантов с энергией 2.22 МэВ. Чувствительный объем сцинтиллятора просматривается фотоэлектронными умножителями (ФЭУ), расположенными на двух противоположных гранях корпуса. При равномерно распределенном по объёму детектора источнике света доля собираемого (регистрируемого) света составляет в среднем ~13 % (рисунок 1.10.2.1). Распределение количества регистрируемого света вокруг среднего значения обусловлено статистической природой как процессов распространения света (отражения, поглощение в сцинтилляторе) так и процесса его регистрации ФЭУ.  Рисунок 1.10.2.1 - Эффективность регистрации сцинтилляционного света при равномерном распределении источника света  Рисунок 1.10.2.2 - Пространственная зависимость эффективности регистрации света в плоскости, перпендикулярной граням с ФЭУ.  Рисунок 1.10.2.3 - Пространственная зависимость эффективности регистрации света в плоскости, перпендикулярной граням с ФЭУ. На рисунках 1.10.2.2 – 1.10.2.5 приведены характеристики неоднородности регистрации сцинтилляционного света, рождающегося в различных областях детектора. Определяющей величиной является отношение числа зарегистрированных фотонов к числу рожденных в кубическом элементе объёма детектора со стороной 100 мм. Рисунки 1.10.2.2. и 1.10.2.3 демонстрируют изменение доли регистрируемого света при перемещении источника вдоль направления перпендикулярного граням с ФЭУ. При этом источник перемещается либо вдоль линии, соединяющей центры этих граней (рисунок 1.10.2.2), либо вдоль линии лежащей вблизи боковых стенок детектора (рисунок 1.10.2.3). Значительное увеличение доли регистрируемого света при приближении источника света к грани, на которой расположены ФЭУ, обусловлено быстрым ростом телесного угла, в котором свет распространяется к ФЭУ. Рисунки 1.10.2.4 и 1.10.2.5 демонстрируют изменение доли регистрируемого света при перемещении источника в плоскости параллельной граням с ФЭУ. При этом источник перемещается либо вдоль плоскости, расположенной в центре детектора (рисунок 1.10.2.4), либо вдоль плоскости, расположенной вблизи одной из граней с ФЭУ (рисунок 1.10.2.5).  Рисунок 1.10.2.4 - Пространственная зависимость эффективности регистрации света в плоскости, параллельной ной граням с ФЭУ.  Рисунок 1.10.2.5 - Пространственная зависимость эффективности регистрации света в плоскости, параллельной граням с ФЭУ. Изменение эффективности собирания света при перемещении источника света параллельно плоскости расположения ФЭУ обусловлено изменением роли полного внутреннего отражения света при приближении к границам детектора. Механизмы передачи энергии сцинтиллятору различными частицами отличаются друг от друга, в результате чего отклик детектора зависит от типа частицы, движущейся в сцинтилляторе. На рисунках 1.10.2.6 – 1.10.2.8 приведены отклики детектора или видимая энергия для различных частиц.  Рисунок 1.10.2.6 - Отклик детектора на электрон с кинетической энергией 1 МэВ. Электрон испытывает при движении в сцинтилляторе ионизационные потери, которые флюктуируют вокруг определённого среднего значения. Пробеги электронов с энергией несколько МэВ не превышают 20 мм, поэтому реально осуществляется полное поглощение его энергии в детекторе небольших размеров.  Рисунок 1.10.2.7 - Отклик детектора на позитрон с кинетической энергией 1 МэВ. При замедлении позитрона в детекторе помимо ионизационных потерь происходит аннигиляция позитрона и электрона, т.е. рождаются два гамма-кванта с энергией 511 кэВ каждый, которые, обладая довольно значительным пробегом (порядка 20-30 см), могут передать сцинтиллятору только часть своей энергии. Именно этим обстоятельством вызвано размытие пика полного поглощения на рисунке 1.10.2.7 в сторону меньших энергий. Увеличение энергии гамма-квантов вызывает их большую утечку из конечного объёма детектора и уменьшение видимой сцинтиллятором энергии.  Рисунок 1.10.2.8 - Отклик детектора на гамма-квант с энергией 1 МэВ. Плоское распределение слева от пика полного поглощения на рисунке 1.10.2.8 соответствует утечке гамма-квантов из объёма детектора и, как следствие, уменьшению их регистрируемой энергии. На рисунке 1.10.2.9 приведён энергетический спектр позитронов реакции обратного бета-распада, отвечающий налетающим антинейтрино от 235U, в случае «идеального» детектора бесконечно больших размеров, а на рисунке 1.10.2.10 приведён спектр «видимой» энергии для реального детектора. Ввиду того, что часть аннигиляционых гамма-квантов утекают из объёма детектора и частично или полностью не регистрируются, а также благодаря конечному энергетическому разрешению детектора левый край спектра размыт вплоть до нулевых энергий. На рисунке 1.10.2.11 приведена зависимость эффективности регистрации позитронов обратного бета-распада от величины энергетического порога регистрации.  Рисунок 1.10.2.9 - Отклик «идеального» детектора на позитроны реакции обратного бета-распада. Антинейтрино от 235U.  Рисунок 1.10.2.10 - Отклик детектора на позитроны реакции обратного бета-распада. а  нтинейтрино от 235U. Рисунок 1.10.2.11 - Зависимость эффективности регистрации позитронов от величины энергетического порога регистрации. Регистрация нейтронов в детекторе осуществляется в результате многоступенчатого процесса (замедление, поглощение, рождение гамма-квантов, их распространение), поэтому и отклик детектора или видимая энергия имеет в этом случае более сложный вид, чем для других частиц. На рисунке 1.10.2.12 приведён спектр видимой энергии нейтронов обратного бета-распада, а на рисунке 1.10.2.13 - зависимость эффективности регистрации нейтронов в зависимости от величины энергетического порога регистрации.  Рисунок 1.10.2.12 - Отклик детектора на нейтроны реакции обратного бета-распада. антинейтрино от 235U.  Рисунок 1.10.2.13 - Зависимость эффективности регистрации нейтронов от величины энергетического порога. 1.11 Разработка конструкции криогенного детектора на основе тантала, изготовление опытных образцов и проведение их тестирования на нескольких температурных уровнях 1.11.1 Постановка задачи Создание принципиально новых детекторов гамма-квантов является актуальной задачей, обусловленной потребностями ядерной физики, астрофизики, материаловедения и других областей науки. Разработка новых криогенных детекторов направлена на создание приборов, имеющих существенно лучшие эксплуатационные параметры, такие как энергетическое разрешение и порог регистрации. Низкотемпературные детекторы на основе сверхпроводящих туннельных переходов уже превзошли полупроводниковые детекторы по энергетическому разрешению и порогу регистрации, а в ряде случаев и по эффективности. Данные детекторы могут быть использованы в широком диапазоне энергий, от оптического до рентгеновского. Существует целый ряд разделов науки и техники, в которых имеется насущная потребность в детекторах данного типа, в частности, в прецизионном рентгено-флуоресцентном анализе, гамма- и альфа-спектроскопии, в научных и прикладных исследованиях с использованием синхротронного излучения, в астрофизике и т.д. Разработка данных детекторов основывается на самых последних достижениях микроэлектроники, криогенной техники, а также современных методах регистрации и анализа электрических сигналов. Актуальной конкретной задачей является проведение экспериментальных и теоретических исследований сверхпроводящих туннельных переходов с многослойной структурой электродов, обеспечивающих условия направленной диффузии неравновесных квазичастиц (носителей тока) к туннельному барьеру. 1.11.2 Методические вопросы и полученные результаты Рассмотрены существующие схемы детектирования рентгеновского и мягкого гамма-излучения с помощью сверхпроводящих туннельных детекторов и возможности создания на их основе резонансных детекторов для регистрации эффекта Мессбауэра. Разработаны различные конструкции, непосредственно использующие сверхпроводящий туннельный переход для детектирования, выбрана базовая конструкция на основе тантала. Переход к использованию более тяжелого тантала вместо ниобия как материала поглотителя сверхпроводникового туннельного детектора должен позволить повысить квантовую эффективность детектора, а также реализовать потенциальные возможности, связанные с наличием мессбауэровского изотопа Ta-181. Изготовление исследуемых образцов проводится в ИРЭ РАН. Исходя из имеющихся технологических возможностей магнетронного напыления разработаны эскизы двух конструкций с инактивацией либо верхнего либо нижнего (см. рисунок 1.11.2.1) электрода детектора. При этом план чипа, на котором расположены детекторы, оставлен без изменений с тем, чтобы использовать маски, применявшиеся при изготовлении детекторов на основе ниобия.  Рисунок 1.11.2.1 — Поперечный разрез сверхпроводящего многослойного туннельного детектора Изучен зарубежный опыт по изготовлению сверхпроводящих туннельных переходов на основе тантала. Необходимая для напыления таких переходов танталовая мишень на медном основании получена в конце сентября сего года. В настоящее время проводится отработка технологического процесса напыления пленок из тантала с использованием этой мишени. После получения образцов пленок Та с необходимыми значениями температуры сверхпроводящего перехода будут изготовлены пробные партии чипов по разработанным конструкциям. В ноябре-декабре 2009г. будет проведено тестирование пробных детекторов по вольтамперным характеристикам на температурном уровне 4.2 и 1.5 К. В качестве перспективных рассмотрены также другие схемы создания резонансных детекторов мессбауэровского излучения: комбинация сверхпроводящего поглотителя (Ta) и находящихся с ним в электрическом контакте сенсоров – туннельных переходов, изготовленных из другого материала (Al) с более низким значением сверхпроводящей щели, а также размещенный на мембране из Si3N4 фононный детектор, состоящий из сверхпроводящего поглотителя, отделенного от туннельного перехода достаточно толстым изолирующим слоем. 1.12 Разработка методики ядер отдачи для анализа содержания водорода в наноуглеродных материалах. Разработка методики спектрометрии рассеяния ионов средних энергий (MEIS) для анализа структуры и состава приповерхностных слоев с монослойным разрешением по глубине на базе ускорительного комплекса КГ500-MEIS. Разработка методики ядерного обратного рассеяния для анализа содержания легких элементов в перспективных материалах. Разработка методики спектрометрии ионов средних энергий для анализа состава и структуры ультратонких многослойных структур 1.12.1 Разработка методики ядер отдачи (ЯО) для анализа содержания водорода в наноуглеродных материалах |
Похожие:
 | ;579. 23''315 вгк окп Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт биоорганической химии им. М. М. Шемякина и Ю. А. Овчинникова |  | Вгк окп № госрегистрации Спектроскопия комбинационного рассеяния, которая позволяет изучать колебательные и вращательные состояния молекул гемопорфирина и... |
| Reinforced concrete piles. Specifications окп 58 1700 Дата введения... Внесены всесоюзным ордена Трудового Красного Знамени научно-исследовательским институтом гидротехники имени Б. Е. Веденеева |
