Методы цифровой спектрометрии ядерных излучений

Хрячков, Виталий Алексеевич

Методы цифровой спектрометрии ядерных излучений тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.01 ВАК РФ

Хрячков, Виталий Алексеевич АВТОР

доктора физико-математических наук УЧЕНАЯ СТЕПЕНЬ

Обнинск МЕСТО ЗАЩИТЫ

2004 ГОД ЗАЩИТЫ

01.04.01 КОД ВАК РФ

Диссертация по физике на тему «Методы цифровой спектрометрии ядерных излучений»

Автореферат диссертации на тему "Методы цифровой спектрометрии ядерных излучений"

На правах рукописи УДК 539.1.03

Хрячков Виталий Алексеевич

МЕТОДЫ ЦИФРОВОЙ СПЕКТРОМЕТРИИ ЯДЕРНЫХ ИЗЛУЧЕНИЙ

Специальность: 01.04.01 Приборы и методы экспериментальной

физики

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Обнинск - 2004

Работа выполнена в Государственном научном центре Российской Федерации - Физико-энергетическом институте им А.ИЛсйпунского

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор ГАНГРСКИЙ ЮРИЙ ПЕТРОВИЧ,

доктор физико-математических наук ДЬЯЧЕНКО ПЕТР ПЕТРОВИЧ,

доктор физико-матсматичсскик наук, профессор ЦИПЕНЮК ЮРИЙ МИХАЙЛОВИЧ.

Ведущая организация - Российский научный центр «Курчаювский институт».

Защита состоится_октября 2004 г ода в_на заседании

диссертационного совета Д 201.003.01 при ГНЦ РФ-ФЭИ но адресу: 249033, г. Обнинск, Калужской обл., пл Бондарепко, I.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ГНЦ РФ-ФЭИ. Автореферат разослан_сентября 2004 года.

Ученый секретарь диссертационного совета

Прохоров Ю.А.

2005-4 13689

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы, диссертация посвящена актуальной в развитии экспериментальных методов ядерной физики проблеме разработки, создания и исследования цифровых спектрометров ядерных излучений, алгоритмов обработки цифровых сигналов и опыту эксплуатации таких устройств в реальных физических измерениях В ходе работы диссертантом был создан аппаратурный и методический комплекс с использованием в нем современных мощных методов для математического анализа цифровых сигналов, позволяющий на новом уровне производить обработку сигналов от детекторов ядерных излучений, выделять из них информацию, недоступную при аналоговой обработке

Цель работы. Целью работы являлось создание новых, альтернативных аналоговым, методов обработки сигналов от детекторов ионизирующих излучений На первом этапе работы было необходимо показать, что методами цифровой обработки сигналов можно воспроизвести алгоритмы работы наиболее широко используемых в ядерно-физическом эксперименте блоков для аналоговой обработки сигналов (быстрый и спектрометрический усилитель, схема совпадений, сумматор, АЦП, ВЦП, дискриминаторы и т п ) На следующем этапе работ было необходимо показать, что, используя мощные математические методы (Фурье анализ, МНК и др), можно получать информацию о форме импульсов Форма импульса дает дополнительную информацию для идентификации частиц, подавления фона и улучшения разрешения спектрометра На следующем этапе работы была поставлена цель - разработать и создать спектрометры на основе различных детекторов, базирующиеся на оцифровщике формы импульсов, и исследовать их свойства на тестовых примерах Всестороннее исследование преимуществ и недостатков цифровых спектрометров возможно только при проведении реальных физических измерений Научная новизна и практическая значимость работы заключается в следующем

• диссертантом разработаны новые методы анализа сигналов, поступающих от детекторов излучений Эти методы значительно превосходят известные аналоговые методы по стабильности, точности, воспроизводимости, гибкости и надежности Разработана не имеющая аналогов библиотека программ, воспроизводящих работу электронных модулей,

• впервые на базе импульсной ионизационной камеры, сцинтилляционного детектора, пропорционального счетчика были созданы цифровые спектрометры излучений Впервые с помощью цифровых спектрометров были проведены ядерно-физические измерения и получены физические результаты;

• впервые были предложены методики, базирующиеся на цифровых методах обработки сигналов, для измерения скорости дрейфа, коэффициента диффузии и вероятности прилипания электронов в рабочем газе ИИК, измерения удельных ионизационных потерь осколков деления фиксированных масс и энергий, прямого определения неэффективности сетки Фриша, цифрового выделения наложенных событий, использования метода наименьших квадратов для разделения частиц по типу,

• предложенные в диссертации новые эффективные спектрометры и методы могут быть использованы как при проведении научных исследований так и в прикладных целях для регистрации и спектро " жой

природы

Достоверность результатов диссертации обеспечена системностью проведенных исследований Разработанные методы были протестированы на общепринятых ■эталонных источниках, и было показано, что результаты измерений хорошо воспроизводя! данные, известные из литературы Используя дополнительную информацию о процессах, протекающих в детекторах при регистрации излучений, удается значительно понизить фоны различной природы и повысить точность и шсрений В избранном автором подходе удается исключить из экспериментальных установок большую часть элементов, обладающих низкой стабильностью Основные результаты диссертации. На защитл выносятся

1 Разработанный спектрометр осколков деления на базе двойной ионизационной камеры с сетками Фриша и оцифровщика формы импульсов

2 Методика получения информации об энергиях, массах и углах вылета осколков из цифровых сигналов, снимаемых с двойной ионизационной камеры с сетками Фриша.

3 Методика прямого измерения неэффективности сетки Фриша и внесения соответствующей поправки в форму анодного сигнала

4 Метод оперативного измерения основных свойств рабочего газа импульсной ионизационной камеры

5 Метод измерения удельных ионизационных потерь для осколков деления различных масс и энергий.

6 Метод обнаружения наложенных сигналов для ионизационной камеры со слоем, обладающим большой собственной а-активностью

7 Разработанный спектрометр для изучения дважды дифференциальных сечений (п,а) реакции на базе двойной ионизационной камеры с сетками Фриша и оцифровщика формы импульсов

8 Метод подавления фона от частиц, рождающихся на компонентах рабочего газа.

9 Метод определения люминесцентных свойств неорганических сцинтилляторов.

10 Метод разделения частиц по типу в сцинтилляторе CsI(TI)

11 Разработанный спектрометр продуктов тройного деления на базе двойной ионизационной камеры с сетками Фриша, сциитилляционного экрана из CsI(TI) и оцифровщика формы импульсов.

12 Метод получения информации об энергии, времени появления и типе частицы из оцифрованных сигналов от органического сцинтиллятора

13 Метод измерения энергии и угла вылета частиц из оцифрованных сигналов от ионизационной камеры без сетки

14 Метод цифрового выделения близких наложений сигналов применительно к германиевому детектору у-лучей

15 Метод спектрометрии нейтронов и выделения фона у-квантов путем анализа цифровых сигналов от пропорционального счетчика

16 Разработанная библиотека цифровых алгоритмов для эмуляции работы наиболее распространенных в экспериментатьной ядерной физике электронных модулей

Апробация работы. Основные положения и результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на ведущих тематических отечественных и международных конференциях, таких как Ленинград 1989. Jülich 1991. Lodz 1992. Smolenice 1993, Gatlinburg 1994, Trieste 1997, Casta-Papiemicka 1998, Международных

» 4

семинарах в Дубне (151Ш) 1994. 1995. 1996, 1997, 1998, 1999, 2000, 2002, 2003, Обнинске 1998,2000.2003

Публикации: Основные результаты опубликованы в 40 статьях и докладах на международных конференциях

Объем и структура диссертации: Диссертация состоит из введения, шести глав и заключения Ее обший объем составляет 271 страницу, включая 132 рисунка. 4 таблицы и список цитируемой литературы, содержащий 303 наименования

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении дано краткое представление о состоянии проблемы, определена актуальность выбранной темы, сформулирована цель работы и методы ее выполнения Сформулированы основные результаты и положения, выносимые на защиту Приведено описание структуры диссертации, представлена информация об апробации полученных результатов и основных публикациях

Первая глава посвящена вопросам технического обоснования возможности использования цифрового спектрометрического тракта применительно к нуждам ядерно-физического эксперимента Отметим явные преимущества цифровой обработки сигналов по сравнению с аналоговой слабая зависимость от факторов внешней среды; возможность обрабатывать сигналы неоднократно, возможность индивидуальной обработки каждого сигнала, большая чувствительность, большая информативность, возможность строить сколь угодно сложные системы для обработки сигналов, возможность использования мощных математических методов (МНК, Фурье анализ и др); компактность и низкая стоимость сложных измерительных систем.

Цифровая Обработка Сигналов (ЦОС) - одна из наиболее мощных технологий, которые будут формировать науку и технику в двадцать первом столетии Тем более удивительным представляется тот факт, что экспериментальная ядерная физика до сих пор практически не использовала в своем арсенале этот мощный метод Объяснение этому кроется в специфике сигналов, производимых детекторами ядерных излучений Действительно, процессы, протекающие в детекторах, чрезвычайно быстрые - 1нс - 5 мкс. Следовательно, для работы с такими сигналами необходимо иметь устройства дискретизации сигнала (оцифровщики), работающие на частотах 100 МГц - ГГц Создание подобных устройств - сложная техническая задача, которая была решена лишь в последние 10 лет

Блок схема цифрового спектрометрического тракта изображена на рисунке 1 В состав схемы входят детектор (или детекторы) излучений, аналоговая электроника предварительного усиления, аналоговый фильтр высоких частот, логическая схема отбора событий, блок задержки стопового сигнала, оцифровщик импульсов, компьютер.

Электроника предварительного усиления необходима для того, чтобы увеличить амплитуду сигналов, снимаемых с детектора, до величин, которые способен воспринимать оцифровщик и блок логики Аналоговый фильтр высоких частот - необходимый элемент любой схемы, основанной на цифровой обработке сигналов Он не пропускает на вход оцифровшика те частоты, которые тот не способен корректно оцифровать (частота Найквиста [1]) Схема отбора событий определяет момент появления в детекторе интересующего экспериментатора события Блок задержки предназначен для того, чтобы наиболее информативная часть сигнала (переходной процесс в детекторе) оказалась в середине временного окна

оцифровшика При этом для анализа становится доступным и поведение нулевой линии до и после появления сигнала.

При выборе типа оцифровшика необходимо учитывать' шумы квантования

(Разрядность), время протекания переходного процесса в детекторе (Длина выборки),

быстродействие детектора (Частота

дискретизации)

Программы для

а 3

¡5

Рисунок 1 Блок схема цифрового спектрометрического тракта.

накопления данных от оцифровшика имеют ряд особенностей. Основная функция программ накопления экспериментальных данных - это обнаружение и обслуживание запросов, поступающих от оцифровшика, передача данных из внутренней памяти оцифровшика в оперативную память компьютера, сохранение этих данных на жестком диске Кроме того программа контролирует качество набираемой информации, визуализацию данных, разрешение штатных аварийных ситуаций (например отсутствие свободного места на жестком диске) и предоставление оператору возможности быстро изменять параметры накопителя.

Программы, используемые при цифровой обработке сигналов, имеют более сложную структуру, нежели те, что используются при аналоговой обработке Поскольку в процессе обработки сигналов часто приходится выполнять действия, сходные с работой аналоговых блоков, была написана библиотека подпрограмм DiSPLEUS (Digital Signal Processing Library for Electronic Units Simulation). Эта библиотека включает в себя более 30 подпрограмм, эмулирующих алгоритмы работы наиболее часто используемых модулей ядерной электроники (усилители, дискриминаторы, сумматоры, задержки, ADC, TDC, QDC и другие). Впоследствии эта библиотека была дополнена блоком подпрограмм, основанном на классических ЦОС алгоритмах (Фурье анализ, техника свертка и корреляции) Ряд подпрограмм, основанных на методе наименьших квадратов, позволил существенно расширить круг возможностей, предоставляемых экспериментатору для извлечения информации из формы цифрового сигнала Кроме того, был создан блок вспомогательных подпрограмм для формирования одно- и многомерных спектров, визуализации сигналов и спектров и т л

Во второй главе описан цифровой спектрометр на базе двойной ионизационной камеры с сетками Фриша Этот тип детектора в течение длительного времени является надежным инструментом экспериментаторов, изучающих процесс деления [2,3] Этот детектор обладает большой, вплоть до 100% светосилой, высокой радиационной стойкостью, возможностью измерения нескольких параметров осколков одновременно. Он обладает сравнительно небольшими размерами, что позволяет использовать его в сочетании с детекторами излучений, сопровождающих процесс деления.

Процесс наведения зарядов на электроды в простой плоскопараллельной камере описан в [4,5] Для любой реальной ионизационной камеры с сеткой Фриша и внутренним источником частиц необходимо принимать во внимание ряд эффектов,

способных оказывать существенное влияние на энергетическое и угловое разрешение спектрометра В первую очередь это потери энергии, испытываемые частицей при прохождении через слой (источник частиц), неполная экранировка анода сеткой Фриша, амплитудный и баллистический дефекты (зависимость амплитуды сигнала от времени восстановления постоянной составляющей предуснлителя), потери электронов в процессе дрейфа в межэлектродном пространстве

В 80-х годах была разработана методика, основанная на одновременном анализе амплитуд импульсов от разных электродов камеры, что позволило не только получать дополнительную информацию об угловых распределениях вылетающих частиц, но и при помощи итерационных процедур вносить в наблюдаемую энергию

частиц поправки на

неэффективность сетки Фриша, потери энергии в слое и амплитудный дефект К недостаткам этого метода можно отнести то, что для внесения поправок использовался ряд расчетных констант (значение неэффективности сетки Фриша, средние потери энергии осколка при прохождении в слое), что могло приводить к значительным, в том числе систематическим ошибкам в определении энергии

Конструкция ионизационной камеры показана на рис.2 В камере с сеткой основная часть заряда, наводимого на анод, обусловлена электронами,

находящимися в данный момент между сеткой Фриша и анодом. Поскольку расстояние между сеткой и анодом конечно, то единичный электрон будет наводить на анод постоянный ток в течение времени Д1=с1/уе, где (1 - расстояние между сеткой и анодом Таким образом, поведение анодного тока от времени будет представлять собой свертку плотности электронов с прямоугольником шириной А1 Для минимизации искажений плотности электронного облака расстоянии между сеткой и анодом было выбрано 2 мм, расстояние катод-сетка - 40 мм, что позволяло проводить до 20 независимых измерений плотности электронов в треке Столь малое расстояние между сеткой и анодом потребовало изготовления специальных сеток из проволоки 30 мкм с шагом 0 3 мм

В работе использовался минимальный набор аналоговой электроники, необходимый для подготовки сигналов от ионизационной камеры к регистрации при помощи оцифровщика формы импульса Вся последующая обработка производилась на персональном компьютере методами цифровой обработки сигналов Блок-схема электроники показана на рис 3

Одновременно регистрируются три цифровых сигнала от ионизационной камеры' два анодных и катодный Используемый нами ОФИ выполнен в стандарте

Рисунок 2 Ионизационная камера с сетками" 1 -тефлоновый изолятор; 2 - высокое напряжение и катод; 3 - сетка Фриша; 4 - анод, 5 - делитель напряжения для охранных электродов, 6 - слой делящегося вещества.

I "I

-с

□

Рисунок 3 Блок-схема системы накопления информации, в которой оцифровываются анодные и катодный сигналы двойной ионизационной камеры ЗЧПУ зарядочувствительный предусилитель

КАМАК и способен оцифровывать 2 сигнала с частотой 80 МГц или до четырех сигналов с частотой 40 МГц. ОФИ для начала преобразования входных сигналов в цифровой вид требует подачи на него внешнего стопового сигнала Наиболее удобным для формирования сигнала «стоп» является катодный сигнал, так как момент его появления совпадает со временем попадания осколков в камеры и его начальный участок практически линеен.

Система накопления выполнена на базе ЭВМ IBM PC 486, сопряженной при помощи интерфейсной платы с контроллером крейта КАМАК. Данный компьютер выполняет функции управления оцифровшиком формы импульсов и предоставляет дисковое пространство для первоначального хранения поступающих от спектрометра цифровых сигналов. Коды, поступающие от ОФИ в виде двух одномерных массивов размерностью 512 (для первой схемы регистрации) или трех массивов размерностью 256 выборок, сохраняются в ОЗУ ЭВМ и затем порции по 200 событий сохраняются на жестком диске управляющей ЭВМ или на дисках одной из других трех ЭВМ (IBM PC 486, Pentium И, Pentium III), соединенных с управляющим компьютером посредством локальной вычислительной сети. Предельная для системы в целом частота поступления событий составляла 50 соб/с и определяющим ее фактором

является быстродействие шины КАМАК.

Основное назначение сетки Фриша заключается в экранировании анода от влияния электронов, движущихся между катодом и сеткой. Для идеальной сетки можно считать, что до пересечения первыми

электронами сетки, потенциал анода не меняется и равен нулю. Однако для любой реальной сетки это неверно Согласно выводам работы [6] амплитуда сигнала на аноде будет равна

2000 3000

Время, не

Рисунок 4 Пример оцифрованного анодного сигнала и характерные точки на временной оси.

/>;=/>; + <т»рг, (п

где Г\ - наблюдаемая амплитуда анодного сигнала, 1'\ - истинное значение анодного сигнала, а - неэффективность сетки Фриша В работе [6] приведен метод расчета значения сеточной неэффективности Данный метод введения поправок к амплитуде анодного сигнала, основанный на расчетных значениях неэффективности сетки Фриша, широко используется при спектрометрии различных типов излучений [7,8]

Очевидным достоинством этого метода является простота и универсальность, однако необходимо отметить и ряд возникающих при его использовании проблем 1) К сожалению, практически нет экспериментальной информации, подтверждающей справедливость такой методики расчета значений НСФ 2) В расчетах предполагается геометрически строгая структура сетки Любая реальная сетка обладает дефектами (неоднородность диаметра проволочки по длине, провисание проволочек под действием электрического поля, изменения в шаге, краевые эффекты и др) Невозможно оценить, как эти дефекты повлияют на реальное значение сеточной неэффективности 3) Данный метод позволяет ввести поправку только в амплитуду анодного сигнала Однако для ряда приложений желательно учитывать поведение наведенного за счет неэффективности сетки заряда во времени 4) В последнее время стали широко использоваться сетки более сложной геометрии (например, в виде нитей, натянутых крест на крест) Для таких сеток формула (1) неприменима

Нами были использованы цифровые методы регистрации для решения этой проблемы [9]. Пример оцифрованного сигнала приведен на рис. 4 На рисунке отчетливо видно, что на интервале времени, где все электроны движутся между катодом и сеткой, анодный сигнал линейно растет Методами ЦОС несложно оценить вклад данного процесса в конечную амплитуду анодного сигнала и определить значение неэффективности сетки Фриша Измерения были выполнены для нескольких, разных по геометрии, сеток и различных расстояний между сеткой и анодом. Экспериментальные значения неэффективности сетки Фриша сильно отличаются от расчетных значений, полученных с использованием (1) Это отличие может объясняться как неидеальностью использованных сеток, так и возможными допущениями, сделанными авторами [6] при выводе формулы (1). В любом случае можно сделать вывод о том, что использование расчетных значений неэффективности сеток может приводить к значительным погрешностям в определении энергии частиц и более обоснованным является путь прямого измерения этой величины для реально используемой камеры.

Величина скорости дрейфа электронов и ее стабильность в процессе измерений являются очень важным фактором при расчетах энергии, массы, заряда, угла эмиссии, определении удельных потерь энергии ионизирующей частицы и т п В случае, когда конечный результат зависит от скорости дрейфа электронов, ее необходимо оперативно измерять в течение всего эксперимента Идеальна в этом смысле система, которая позволяет совместить процессы основного измерения с измерением скорости дрейфа, т е делать это в один и тот же момент времени

Поставленную задачу можно решить с использованием оцифровщика сигналов Одновременное измерение сигналов с разных электродов камеры позволяет в деталях проследить за процессом дрейфа и собирания электронов

Метод измерения скорости дрейфа электронов основан на том факте, что для источника ионизирующих частиц, расположенного на катоде камеры, последние пришедшие к аноду электроны будут проходить одинаковый путь, равный

10%СН/90%Аг

расстоянию от катода до анода То измеряя время дрейфа для последних электронов, мы можем определить скорость

дрейфа. На рис. 5 приведена измеренная нами зависимость скорости дрейфа электронов от параметра Е/р для смеси 90%Аг+10%СН4.

Цифровой метод регистрации событий дает возможность увидеть

любые искажения

плотности электронного облака при его движении к аноду. Для осколков с углом вылета 90° начальное распределение проекции плотности электронов на ось камеры близко к 5-функции Методом численного дифференцирования анодного сигнала восстанавливался токовый сигнал Дисперсия токового сигнала, после ее поправки на интегрирующее воздействие сетки Фриша и электронных компонент, входящих в систему накопления сигналов, определяется коэффициентом диффузии в направлении вдоль электрического поля,

ООО 0 25 0 50 0 75 1 00 1 25 1 50 1 75

Е/Р, В/см*ттНд

Рисунок 5 Зависимость скорости дрейфа электронов в смеси аргона с 10% метана от параметра Е/р

2*Д1

(2),

где & — полное время дрейфа электронов. Значения коэффициента диффузии в зависимости от параметра Е/р, для смеси 90%Аг+10%СН4 приведены на рисунке 6

В процессе дрейфа до анода часть электронов может теряться на так называемых электро-отрицательных примесях. В качестве таких примесей могут

выступать 02, Н20 или пары галогенов. Обычно давление газа в ионизационной камере подбирается таким образом, чтобы

наиболее энергичные из исследуемых частиц, вылетающих в

перпендикулярном направлении, тормозились, не

достигая сетки Фриша При таких условиях для любой частицы

существует временной интервал, в течение которого все

— 4000-О

«'Д

< V

<4,1

400 800

Е/р (В/см*бар)

МО

Рисунок 6 Зависимость коэффициента продольной диффузии от параметра Е/р • - данные настоящей работы, п - данные работы [10].

образовавшиеся в процессе торможения электроны движутся одновременно в промежутке катод - сетка Это означает, что зарядовый катодный сигнал на этом временном интервале будет описываться линейной функцией

В случае, если в процессе дрейфа электроны теряются, форма катодного сигнала приобретает экспоненциальный вид Обработка методом наименьших квадратов позволяет определить среднее время жизни электрона в данном газе до его захвата На рисунке 7 показаны катодные сигналы, полученные для рабочего газа, содержащего разные концентрации электроотрицательных примесей. Видно, что по мере увеличения концентрации примесей падает среднее время жизни электронов и, как следствие, амплитуда анодных сигналов Совместный анализ измеренного среднего времени жизни электронов и амплитуд анодных сигналов показал, что предложенный метод обладает хорошей точностью и пригоден для оперативного контроля за качеством рабочего газа

В определенных условиях в камере могут возникать источники дополнительной ионизации, способные значительно искажать изучаемые сигналы Наиболее часто на практике встречаются следующие ситуации: собственная а-активность делящейся мишени; протоны отдачи, производимые быстрыми нейтронами в водородосодержащем газе, а-частицы, рождающиеся в результате (п,а) - реакций, протекающих на компонентах рабочего газа Особенно важной проблема наложенных частиц становится при решении задач по исследованию "холодной" фрагментации (деление, при котором осколки получают столь большую кинетическую энергию, что эмиссия мгновенных нейтронов запрещена законом сохранения энергии), поскольку выход осколков уменьшается приблизительно в два раза при увеличении энергии легкого осколка на один МэВ Наложение а-частицы с энергией 5 МэВ на сигнал от легкого осколка "перебросит" его в область с выходами -30 раз меньшими А это означает, что при вероятности наложения в 3% фон от переброшенных событий будет сравним с самим эффектом! Методами ЦОС легко воспроизвести принцип работы аналоговых схем поиска наложенных импульсов Для этого анодный сигнал дифференцируется и в полученном токовом импульсе производится поиск дополнительных к основному сигналу пиков Очевиден основной недостаток такой схемы проверки сигналов на предмет наложений - при большом времени собирания заряда в ИИК (-0 5 мкс) заметная часть наложений будет происходить так, что токовые импульсы не будут разделены и образуют единый

Катодных сигнал - Анодный сигнал Описание катодного сигнала

300 320 340 360 380 400 Время, каналы Рисунок 7 Форма анодного и катодного сигналов для разных концентраций воздуха в рабочем газе

Нет наложении

8. (0 СО

500-

Поаднее наложение

к.

—I— 400

-г

500

токовый сигнал. Заметим, что в силу случайности времени прихода фоновых импульсов общий анодный сигнал будет иметь длительность, равную времени собирания заряда в камере плюс разница во времени появления сигналов в камере Это позволяет организовать еще один алгоритм проверки сигналов на наложения Метод основан на том факте, что для осколка, стартующего с плоскости катода, последние электроны всегда будут проходить один и тот же путь, равный расстоянию от катода до анода. При условии, что скорость дрейфа электронов постоянна, можно говорить о том, что длительность катодного токового импульса не меняется Принцип работы такого метода поиска наложенных импульсов показан на рис 8. За основу взято предположение о том, что общий катодный сигнал будет иметь длительность, равную времени собирания заряда плюс разница во времени появления сигналов в камере. Данный метод применим в том случае, когда интеграл заряда во временном окне можно выделить из флуктуаций шума. В данной реализации в качестве пороговой величины использовался заряд, соответствующий энергии 0 2 МэВ Исходя из этого значения, несложно оценить разрешающее время для системы выделения наложенных сигналов. Считая, что пробег а-частицы с энергией 6 МэВ составляет 4 см, а скорость дрейфа электронов 5 см/мкс, получаем оценку для времени разрешения ~ 30 не

Вопросы взаимодействия движущихся заряженных частиц с атомами среды всегда имели большое значение в ядерной физике Для легких частиц, таких как электроны, протоны, ядра гелия, к настоящему времени накоплен обширный экспериментальный материал и достаточно хорошо развито теоретическое описание Особое место в ряду ионизирующих излучений занимают осколки деления Масса осколков деления больше, чем масса стабильных изотопов с тем же зарядом Ядра осколков деления находятся в возбужденном состоянии, и возбуждение нередко снимается в процессе движения осколка в среде (время жизни ядерных уровней находится в широком диапазоне 10"9 - 10'14 с, в то время как процесс торможения осколка в газе длится 10'9 с) Снятие возбуждения происходит в результате испускания у-квантов и электронов конверсии [11] Это приводит к добавочной

О 100 200 300

Время, каналы

Рисунок 8 Иллюстрация алгоритма выделения наложенных импульсов Верхний рисунок -событие без наложений Средний рисунок -раннее наложение. Нижний рисунок - позднее наложение ТСоб - временное окно, в течении которого должен собраться заряд от первого события ТСум - временное окно, в котором производится суммирование токового импульса для определения факта наложения сигналов.

» *

Рисунок 9. Удельные ионизационные осколков различных масс и энергий.

потери энергии

ионизации осколка

(увеличению его

равновесного заряда) и. следовательно, к

изменению его тормозной способности и пробега Разработанный нами метод измерения

удельных ионизационных потерь энергии осколков деления основан на анализе формы анодных сигналов двойной

импульсной ионизационной камеры. Измерения удельных ионизационных потерь были выполнены для осколков спонтанного деления 252СГ в газовой

смеси 90%Аг +10%СН4 (при давлении 0.75 атм) Слой 252СГ на тонкой (50 мкг/см2), прозрачной для осколков подложке из А1203, был помещен в центре катода

В результате измерений удалось получить зависимость удельных ионизационных потерь от энергии для масс осколков, лежащих в диапазоне 81-177 а е м Частично данные показаны на рис. 9. Полученные данные были использованы для уточнения эмпирических параметров в известных выражениях, используемых для расчета удельных ионизационных потерь [11,12], и для проверки широко используемого в практической спектрометрии осколков предположения о том, что

вне зависимости от массы и энергии все осколки в начале пробега имеют одинаковые удельные ионизационные потери [13,14]. Оказалось, для осколков разных масс и соответствующим им наиболее вероятных значений энергии вариации удельных ионизационных потерь могут достигать 9 МэВ/(мг/см2) Это означает, что для прецизионной спектрометрии осколков,

претендующей на разрешение лучше 0 5 МэВ. данные эффекты необходимо учитывать

Созданный на базе импульсной ионизационной камеры и оцифровшика формы импульса спектрометр был использован нами для решения

Рисунок 10 Выходы осколков деления в зависимости от полной кинетической энергии для массы 130 аем (□) и массы 140 аем (•) Стрелками на рисунке показаны значения полной кинетической энергии, равные дефекту масс невозбужденного ядра 2 'и (О) и с учетом возбуждения, вносимого нейтроном с энергией 5 МэВ (О')

ряда физических задач по изучению различных свойств процесса деления Так, в частности, было проведено изучение энергетических, массовых и угловых распределений осколков деления ~17Np нейтронами с энергиями I и 5 МэВ [15.16] Особенностью данных измерений было то, что собственная а-активность мишени составляла ~3 кБеккерель При такой собственной активности мишени возникает проблема наложения импульсов от а-частиц на импульсы от осколков деления Как было показано в [17], альфа-активность на уровне кБеккерель способна заметно исказить форму энергетических и массовых распределений осколков деления в области холодной фрагментации. Для подавления наложенных импульсов использовались алгоритмы, описанные ранее, что позволило заметно снизить негативное воздействие этого эффекта и впервые наблюдать явление холодной фрагментации 23xNp.

Эта методика была использована для изучения выходов осколков деления 23:Th при его делении быстрыми нейтронами Особенностью данного эксперимента являлось малое сечение деления тория. Так для энергии нейтронов 1.2 МэВ оно составляло 0 005 барн и 0 14 барн для энергии 5 МэВ Большая светосила спектрометра в сочетании с высокой избирательностью по отношению к осколком деления позволили провести измерения с большой статистикой и высокой надежностью. Были выполнены измерения спектров взаимной корреляции масс, энергий и углов вылета осколков деления для нейтронов с энергиями 1.2, 1 46,1 6 и 5

МэВ [18,19] Впервые было проведено изучение явления холодной фрагментации для 233Th.

При помощи данной методики было обнаружено явление истинно холодного деления для B9U. Измерения проводились на пучке ускорителя КГ-2.5 Физико-Энергетического института. За месяц измерений удалось накопить и проанализировать 2.5 млн цифровых осциллограмм, соответствующих событиям деления 239U. На рис. 10 показаны распределения полной кинетической энергии для осколков с массой 130 и 140 а.е.м. Для больших значений полной кинетической энергии (ТКЕ) форма распределения заметно отличается от гауссовской и имеет четко выраженную границу Оказалось, что для ряда масс предельные значения ТКЕ соответствуют полной энергии реакции (Q*= дефект масс (Q) + энергия связи нейтрона (Вп) + кинетическая энергия нейтрона (Тп)) Аналогичное явление наблюдалось при делении 232Th нейтронами с энергией 5 МэВ для массы 134 [18]. Несмотря на малое количество событий, соответствующих предельным значениям ТКЕ, мы можем

его ко

700

5«оо § 500 1 т С?эоо 300 100

— Анод 1 г~——-—

-АИОД2 |

М1«14025М2-ав75 |------

Е1Ч04Е2Ч142

СО«01 )-0 522 соа(о2)-0 515

ТКЕ-1В4СМЭВ

29 30 31 33 34 3-5 36 ЗЛ ЗЛ 40 41

Время, икс

Рисунок 11 Пример сигналов, соответствующих предельным значениям ТКЕ на рис 10 Сплошная линия - легкий осколок, пунктирная - тяжелый. Верхний рисунок - сигналы после зарядочувствительного предусилителя, нижний - те же сигналы после поканального дифференцирования

определенно сказать, что они соответствуют реальным событиям деления На рисунке 11 показаны реальные анодные сигналы для двух событий с предельной кинетической энергией с массой 140. показанных на рис 10

Плотность ионизационных потерь (нижняя часть рисунка 11) соответствует легкому и тяжелому осколкам Косинусы углов разлета, определяемые независимо для каждого из осколков, совпадают с точностью 0 007

Полученный результат говорит о том, что первоначальная энергия возбуждения составного ядра (9 8 МэВ. в том числе 3 34 МэВ в седповой точке) была преобразована в кинетическую энергию осколков Достигнутая кинетическая энергия соответствует разрыву составного ядра вблизи седповой точки на два осколка, находящихся в основной деформации

В третьей главе описана методика для детального изучения (п,а) реакции Сечения (п,а) реакции измерялись с использованием различных методов [20,21 ] В настоящее время ионизационные камеры с сеткой Фриша стали очень популярным инструментом для исследований реакций с вылетом заряженных частиц под действием быстрых нейтронов Основными достоинствами этого детектора являются его большая геометрическая эффективность регистрации (близкая к 100 %), возможность измерения углов эмиссии частиц, хорошее энергетическое решение и большая радиационная стойкость [22,23]. Однако, находясь в пучках быстрых нейтронов, рабочий газ камеры сам становится источником а-частиц Сечения реакции (п,а) для 36Аг, 38 Аг, |70 довольно высоки Наиболее сложная ситуация имеет место для который всегда присутствует в рабочем газе и имеет высокое сечение (п,а) реакции (~0 5 барн) Это создает дополнительные сложности при измерениях

сечения (п,а) реакции на таких важных конструкционных материалах, как железо, хром и др. Методы классической амплитудной спектрометрии не позволяют осуществить эффективное подавление фона «газовых» а-частиц Комбинация импульсной ионизационной камеры с оцифровшиком формы импульса позволяет получать дополнительную информацию о процессах, происходящих в детекторе при регистрации, и использовать ее для улучшения фоновых условий

Рассмотрим импульсную ионизационную камеру, в которой как твердая мишень на катоде, так и рабочий газ являются источниками а-частиц В зависимости от положения трека в объеме камеры все а-частицы можно разделить на три группы (см рисунок 12) "катодные" а-частицы (которые излучаются с поверхности катода), "лжекатодные" а - частицы (которые были рождены в рабочем газе, но достигли катода) и "газовые" а-частицы (которые родились и полностью затормозились в рабочем газе)

оооооооооо

2 / /

ч 1 V

3 \ > \

\ \

Рисунок 12 Схема треков а-частиц, которые могут реализовы ваться в

ионизационной камере при облучении ее быстрыми нейтронами 1 - "катодные" частицы, 2 - "газовые" частицы, 3 - "лжекатодные" частицы.

Метод разделения этих групп а-частиц основан на анализе времени достижения последними электронами анода Предполагая, что скорость дрейфа постоянна во времени и не зависит от местоположения внутри камеры, можно говорить о том, что анализ времени прихода электронов к аноду отражает пространственное распределение зарядов, возникшее в процессе торможения частицы в газе камеры Для "катодных" частиц это время будет фиксированным, так как

последний электрон всегда будет стартовать из области вблизи каюда Эю же условие будет справедливо и для "лжекатодных" а-частиц, которые, рождаясь в газе, достигают катода

Для "газовых" частиц параметр "время собирания заряда" может изменяться в широком диапазоне Отбор событий по времени дрейфа последних электронов позволяет отсечь большую часть "газовых" частиц.

Форма анодного сигнала содержит информацию о

распределении плотности ионизации в треке. Известно, что для а - частиц плотность ионизации имеет максимум в конце трека [24] "Катодные" а -частицы всегда будут иметь максимум плотности ионизации вблизи сетки

Фриша (анода) "Лжекатодные" а -частицы рождаются в газе и движутся в сторону катода, где и будет находиться максимум плотности ионизации. Несмотря на очевидные отличия «катодных» и «газовых» частиц, организация их разделения методами аналоговой электроники столь сложна, что до сих пор не была реализована Используя методы цифровой обработки анодных сигналов, можно определить отношение плотностей ионизации в начале и в конце времени собирания заряда на аноде Анализ этого отношения позволяет определить направление движения частицы и убрать часть "лжекатодных" а -частиц

Детектором излучений являлась импульсная ионизационная камера с сеткой Фриша Ее механические параметры соответствуют тем, что были описаны во второй

Рисунок 13. Двухмерный спектр а-частиц радона и полония с осями амплитуда анодного сигнала - время прихода к аноду последних электронов.

2 с; а

225 2 50

Время, мкс

Рисунок 14 Форма анодных импульсов, соответствующих разной ориентации трека а-частиц в межэлектродном пространстве о -а-частица, летящая от катода, • - а-частица, летящая к катоду.

главе, с той разницей, что для регистрации а-частиц использовалась лишь одна половинка двойной камеры Сигналы с анода камеры после прохождения зарядочувствительного предусилителя (CANBERRA 2001 А) поступали на вход оцифровщика формы импульсов (LeCroy 2262) Катодный сигнал камеры использовался для остановки оцифровщика Энергетическое разрешение детектора, определенное по пику а-частиц спонтанного распада 252Cf, составило 38 кэВ

Методика была отработана при помощи рабочего газа (90%Аг+10%CHj), в который был добавлен радон-222 а-частицы радона с равной вероятностью рождаются в любой точке чувствительного объема камеры Остаточное ядро полония -218 живет 3 1 мин За это время, дрейфуя в электрическом поле, почти все ионы полония успевают достигнуть катода и осесть на нем То в камере имеются два источника а-частиц - один газообразный и другой, расположенный на катоде При этом разница в энергиях а-частиц Rn и Ро составляет около 500 кэВ (EaRn=5 49 МэВ, Е,1Й0=6 МэВ).

На рисунке 13 изображен двухмерный спектр с осями' амплитуда анодного сигнала - время дрейфа последних электронов, полученный для камеры с добавленным к рабочему газу радоном. На спектре ясно выделяются две группы событий: большая по энергии и локализованная по времени дрейфа последних электронов, соответствующая 2|8Ро, и другая, с меньшей энергией и размазанная по времени прихода последних электронов, соответствующая распаду газообразного Rn.

Выбрав соответствующее окно по параметру времени прихода последних электронов, можно удалить значительную часть "газовых" частиц, не затронув при этом частицы, вылетающие с катода

Однако внутри выбранного окна продолжает оставаться заметное число событий в области, соответствующей радону. Часть этих событий соответствует a-частицам, родившимся настолько близко от катода, что шумы, флюктуации и размытие трека не позволяют отделить их от "катодных" частиц Другая часть соответствует "лжекатодным" частицам, достигшим катода.

Сортировка массива данных для событий распада радона, оставшихся в выбранном временном окне, позволила обнаружить два класса сигналов, показанных на рисунке 14 Эти два события идентичны по амплитуде и времени прихода последних электронов к аноду, но, тем не менее, принципиально отличаются по своей форме В одном случае первой анода достигает большая плотность ионизации, во втором эта область трека приходит последней

Хотя форма анодного сигнала явным образом зависит от угла эмиссии частицы,

Белыми 4ЕМ> «близи катод*

Большая dE/dx абш

"Ро

"г. t'Vi'i у i > 1 • 1 1 «I

б, отн.ед.

Рисунок 15 Распределение параметра б (пояснения в тексте) для радона (верхний рисунок) и полония (нижний рисунок)

наити параметр.

несложно

плотности ионизации в треке Для определенную следующим образом

который будет зависеть только от распределения этой цели мы использовали величину в.

<*Л»> а

ihegm) (<rnd)

Cj С)

(3).

ТГ

40 60 80

Энергия, каналы

Рисунок 16 Начальный энергетический спектр а-частиц от радон-полониевого источника (•) и тот же спектр после подавления "газовых" частиц (линия).

где индекс "begin" относится к начальному участку анодного сигнала, а "end"- к конечному

lía рис. 15 показано распределение параметра G для полония и радона В случае радона наблюдаются два пика примерно равной площади,

соответствующие разной ориентации направления вылета a-частицы по отношению к аноду Для полония подавляющим оказывается вклад компоненты, соответствующий

расположению максимума ионизации со стороны анода

Устанавливая приемлемое

значение для порогового значения параметра G, удается отсечь до 50% событий, оставшихся в области радия. На рисунке 16 показан спектр анодных сигналов до и после отсева "газовых" частиц Анализ показывает, что, применяя описанные выше алгоритмы, удается осуществить подавление "газовой" фракции в ~30 раз.

Значительные успехи в подавлении фона "газовых" частиц позволили

спроектировать и создать спектрометр для изучения (п,а) реакции на легких ядрах Спектрометр был создан совместными

усилиями ГНЦ РФ ФЭИ и JRC IRMM, Гиль, Бельгия Спектрометр создавался в первую очередь для получения высококачественных данных по сечению реакции

□

Рисунок 17 Блок-схема спектрометра для изучения (п,а) реакции на легких ядрах ЗЧПУ - зарядочувствительный предусилитель, БУ - быстрый усилитель, ДСП -дискриминатор со следящим порогом. Символами Е и Т обозначены энергетический и временной выходы предусилителя

|0В(п,а)7Ь| в МэВ-ной области энергий нейтронов Блок- схема детектора и электроники показана на рисунке 17

Детектор состоит из двух импульсных ионизационных камер с общим катодом Первая камера с сеткой Фриша предназначена для регистрации а-частиц. вылетающих из твердой мишени, расположенной на катоде На катод камеры был

20 40 ВО во 100

Амплитуда анодного сигнала каналы

Рисунок 18. Наблюдаемый в эксперименте двухмерный спектр амплитуд анодного и катодного сигналов Линиями обозначены кинематические границы,

соответствующие углам вылета 0 и 90 градусов от нормали к мишени

-1-'-1---1---1---Г-

20 40 60 80 100 Энергия в системе СМ, каналы

Рисунок 20 Двухмерный спектр с осями энергия частицы - косинус угла вылета Обе величины в системе ЦМ (нижний рисунок) Штриховой линией показана область событий, относящаяся к реакции |нВ(п,а) На верхнем рисунке изображен энергетический спектр, соответствующий области, выделенной на нижнем рисунке. Еп=2 8 МэВ

Амплитуда анодного сигнала каналы

Рисунок 19 Двухмерный спектр-амплитуда анодного - амплитуда катодного сигналов, полученный после отсева "газовых" частиц

помещен тонкий, 30 мкг/см2, слой бора с обогащением по IUB - 94% В качестве рабочего газа на разных ее этапах использовались смеси Аг+10%СН4, Аг+5%С02, кг+10%СН4 и Кг+5%С02. Вторая камера предназначена для мониторирования нейтронного потока. Это простая плоскопараллельная камера с расстоянием между электродами 3 мм На катоде этой камеры (в геометрии back to back к основному слою) располагалась спектрометрическая мишень 238U толщиной 549 мкг/см2 Сигналы с общего катода и анода камеры с сеткой усиливались и подавались на входы оцифровщика формы импульса фирмы Signatic модель PDA12A, выполненного в виде компьютерной платы стандарта PCI [25], имеющего два независимых входа

Катодный сигнал, прошедший через дискриминатор со следящим порогом, служил для управления оцифровщиком Достоинством такой схемы накопления событий служит то, что в ней отсутствуют высокие

требования к точности временной привязки Для любого сигнала, попавшего в рабочее временное окно оцифровщика, истинное время возникновения события может быть измерено путем анализа католного сигнала Еще одно преимущество такой схемы накопления заключается в том, что ее срабатывание всегда происходит от катодного сигнала независимо от того, в. какой из камер (основной или мониторной) произошло событие При этом мертвое время спектрометра в обоих каналах одинаково по определению

Исходный двухмерный спектр амплитуд анодных и катодных сигналов показан на рисунке 18 Тот же спектр, но после подавления «газовых» частиц, показан на рисунке 19

При переводе амплитуд анодных сигналов в энергию вносились поправки на неэффективность сетки Фриша и потери энергии в слое Кроме того, для реакций на легких ядрах под действием быстрых нейтронов большое значение приобретает кинематическая поправка к кинетической энергии На рисунке 20 показан двухмерный спектр' энергия частиц в системе центра масс - косинус угла вылета в

На спектре отчетливо выделяются группы сигналов разной природы. Кроме собственно а-частиц из реакции |0В(п,а)7и наблюдаются а-частицы, возникающие при захвате бором тепловых нейтронов, события, связанные с попаданием в камеру ионов 7Ь1, и дополнительная группа событий, находящихся справа от области а-частиц Анализ формы сигналов, соответствующих последней группе событий, показал, что они не являются фоном. Их отличительной чертой является малое время нарастания анодных сигналов.

Условимся в дальнейшем называть сц,- и аг каналами реакции И)В(п,а) такие события, при которых остаточное ядро 7У остается в основном (<Зао=2790 кэВ) и в первом возбужденном состоянии (Оа|=2313 кэВ) Отметим следующий необычный факт, что кинематическая граница, соответствующая углу эмиссии 0=90°, обшая для любых частиц, испускаемых параллельно плоскости катода, не соприкасается с группой частиц, соответствующих а<> и а, каналам реакции Это является указанием на то, что такие частицы отсутствуют, и это явление не может быть объяснено за счет потерь частиц в слое

После изучения кинематики реакции выяснилось, что события, находящиеся справа от а-частиц, соответствуют эмиссии как а-частицы. так и остаточного ядра в переднюю полусферу В лабораторной системе координат для каждой энергии нейтронов существует свой предельный угол эмиссии а-частицы, при котором остаточное ядро также попадет в камеру под углом 9^=90" (см рисунок 21)

Таким образом для всех а-частиц, излучаемых в телесном угле от 90° до предельного угла, в камеру будут попадать оба продукта реакции и амплитуда анодного импульса будет формироваться за счет суммарной ионизации Все это

системе центра масс

Рисунок 21 Схема разлета продуктов реакции При 9[.,=90° 0а - принимает максимальное значение, доступное для а-частиц. При больших значениях 9„ в камеру будет попадать и ион лития

приводит к формированию отдельной группы событий с большей, чем для сх-частиц энергией и лежащих вблизи кинематической границы, соответствующей углу эмиссии 90°, что и наблюдалось в

эксперименте Этот эффект является общим для всех ионизационных камер, использующих твердую мишень, и был назван эффектом утечки частиц Данный эффект способен оказывать значительное влияние на

экспериментальные данные при изучении как сечения реакции, так и при измерении угловых распределений а-частиц Кинематические расчеты позволяют восстановить зависимость предельного угла от энергии падающих нейтронов Отметим, что из-за разницы в энергии реакции предельный угол будет различным для do и а, каналов реакции Вклад эффекта утечки частиц может достигать 50%, а разница в предельных углах для а(>- и ар каналов реакции - 10%

Результатом изучения функции отклика спектрометра явилась новая постановка эксперимента для измерения сечения реакции №В(п,а) В предыдущих экспериментах [26,27] измерения полного числа а-частиц проводились дважды, в геометрии "вперед" и "назад" При этом ошибки определения потока нейтронов складывались, что приводило к снижению точности

В получаемых двухмерных спектрах (см рис 20) можно проинтегрировать события, соответствующие попаданию в камеру а-частиц, ионов 7Li и квазичастиц (Li+a-частица) При этом сумма событий будет равна полному числу появившихся в эксперименте a-частиц Достоинством такой постановки эксперимента является то, что сводятся к минимуму потери частиц за счет их полного торможения в слое Действительно, каждая из частиц (а или Li) может быть полностью поглощена в слое, но при этом будет зарегистрирована дополнительная к ней частица Исчезновение события было бы возможно только в том случае, если бы обе частицы, в лабораторной системе координат, имели угол вылета 90° Однако такая ситуация невозможна вследствие кинематики реакции Воздействие слоя при этом сведется к перераспределению частиц между группами (Li, а или квазичастицы) но полное их число останется неизменным

На пучке электростатического ускорителя Institute for Reference Materials and Measurements (Гиль. Бельгия), была проведена серия экспериментов по изучению полного сечения реакции |0В(п.а) и парциальных угловых распределений а-частиц Нейтроны получались в Т(р,п)'Не реакции на тритиевой мишени толщиной 1 902 мг/см2 Измерения были выполнены в диапазоне 15-55 МэВ со средним шагом

- Данные настоящей работы

Еп, МэВ

Рисунок 22 Данные для полного сечения реакции |0В(п,а), полученные в настоящей работе (•), в работе [29] (0), в работе [30] (х), в работе [28] (■) и работе [31] (А) Разными типами линий показаны оценки, приводимые в библиотеках ядерных данных (обозначения приведены на рисунке)

Еп-2 15 МэВ

Т ^ Т

до

од

и 1Т,

между точками 100 кэВ Эта область энергий нейтронов характеризуется наибольшим разбросом, как в существующих экспериментальных данных, так и в оценках доступных из разных библиотек ядерных данных

Значения полного сечения реакции "'В(п,ос) показаны на рисунке 22 Анализ полученных данных позволяет сделать вывод о том. что ни одна из существующих оценок не описывает деталей

энергетической зависимости сечения реакции №В(п,сх) в указанном диапазоне Так слабый резонанс,

соответствующий энергии

нейтронов 3 4 МэВ, отсутствует во всех оценках Наиболее близкие значения сечения предсказываются библиотекой .1ЕР 2.2

Сравнительный анализ полученных данных с данными Девиса [28] говорит о том, что относительный ход сечения повторяется в деталях, однако наши данные находятся систематически выше на ~20%, что вполне возможно, так как в работе Девиса использовалась газовая борная мишень, для которой вклад стеночного эффекта велик и трудно поддается учету

На рисунке 23 приведены восстановленные интегральные и парциальные угловые распределения а-частиц для энергий падающих нейтронов 1 5 и 2 15 МэВ Кроме того на этом рисунке показано отношение выходов а0- и аг каналов для разных углов вылета а-частиц Отчетливо видно, что для энергии 1 5 МэВ поведение угловых распределений для разных каналов реакции идентично (отношение выходов во всем диапазоне значений углов вылета близко к 1) Для энергии нейтронов 2 15 МэВ ситуация принципиально меняется Отношение выходов указывает на то. что угловые распределения имеют разную форму Факт отличия в угловых распределениях разных каналов может поставить под сомнение данные, полученные ранее, при помощи полупроводниковых детекторов

Четвертая глава посвящена разработке цифровых методов применительно к сиинтилляционным детекторам на основе кристаллов СбКП) Сцинтилляционные детекторы излучений получили широкое распространение для регистрации разных типов ядерных излучений [32,33] На их базе реализовано большинство

с°8(в«»)

Рисунок 23 Верхняя часть рисунка - интегральное (А), а« - (•) и он - (■) угловые распределения для нейтронов энергии 1 5 (слева) и 2 15 (справа) МэВ В нижней части рисунка приведено отношение выходов ао/ои в зависимости от значения косинуса угла вылета

дозиметрической аппаратуры в медицине и промышленности Их основными достоинствами являются простота конструкции, возможность создания большого чувствительного объема, высокая эффективность регистрации излучения и относительная дешевизна Однако средства аналоговой обработки сигналов ставят ряд принципиальных ограничений на качество и количество получаемой от этих детекторов информации Внимание к кристаллам Сз1(Т1) объясняется не только хорошими спектрометрическими свойствами, но и возможностью на основе формы импульсов идентифицировать заряженные частицы Внимательное изучение формы импульсов тока показало, что высвечивание кристалла Сб1(Т1) есть комбинация нескольких экспонент [34]:

Где ЦО - амплитуда импульса тока в момент 1, Ц и амплитуды медленной и быстрой компонент, т5 и Те- времена высвечивания медленной н быстрой компонент,

То,,,,, - постоянная времени нарастания импульса тока Причем, Тг~ 0,4 - 0,7 мкс, а т5 - 7 мкс. В зависимости от ионизирующей способности <1Е/<1х заряженной частицы величина меняется (растет с

увеличением с!Е/с1х) Таким образом, для частиц с большей величиной (1Е/с1х в импульсах тока будет сильнее проявляться быстрая компонента высвечивания Данное свойство кристаллов было использовано для аналоговой дискриминация частиц по типу. Основные способы идентификации заряженных частиц можно свести к трем:

1) С помощью дифференцирования или временных ворот выделяется быстрая начальная часть импульса, интегрируется и сравнивается с импульсом, амплитуда которого пропорциональна полной площади импульса тока [35]

2) Из импульса с амплитудой,

пропорциональной полному заряду, путем дифференцирования формируется биполярный сигнал и измеряется интервал времени между точкой пересечения нуля и началом сигнала [36].

3) Импульсы тока интегрируются внутри двух временных интервалов в начале и

Рисунок 24. Схема установки для испытания спектрометра с кристаллом СвКТП

И совместимый компьютер

Рисунок 25 Блок-схема электроники СР - дискриминатор со следящим порогом, - оцифровщик формы импульса

конце импульса тока, затем амплитуды импульсов, пропорциональные заряду в выделенных интервалах, сравниваются на двухмерном спектре [34] Этот способ идентификации заряженных частиц (интегрирование сигнала в двух временных окнах) использован, например, в ОИЯИ на установке ФОБОС [37]

На первом этапе работы проводилось изучение люминесцентных свойств имеющегося в нашем распоряжении кристалла СэКТ!) Для этого была изготовлена сборка из кристалла СбКТ!) диаметром 12 5 мм толщиной 3 мм и ФЭУ-176 («Калуга») (см рис 24) В качестве источников излучения использовался Яа-226 (альфа частицы, гамма-лучи, бета-частицы) Протоны генерировались при помощи конверсии быстрых нейтронов от Ри-Ве источника в тонком полиэтиленовом радиаторе, помещенном перед кристаллом (см рис 24) Тот же Ри-Ве источник (~106 нейтронов/с) использовался для изучения реакции детектора на облучение его быстрыми нейтронами Блок-схема электроники показана на рис 25 На вход оцифровщика подавались импульсы тока с анода ФЭУ после быстрого усилителя (в режиме тЫнЦ, сМ-оиО.

Остановка оцифровщика осуществлялась сигналами с одного из динодов ФЭУ после быстрого усилителя, дискриминатора со следящим порогом и задержки 4 мкс События, поступающие на вход ОФИ, конвертировались в цифровой вид и записывались событие за событием на жесткий диск компьютера для последующего анализа Каждое событие характеризовалось массивом из 512 чисел в диапазоне от О до 1024 Пример цифровых осциллограмм показан на рис 26 Обработка сигналов проводилась в несколько этапов' 1) На первом шаге обработки производилось удаление наложенных импульсов, для чего исходный сигнал численно дифференцировался и осуществлялся поиск дополнительных к основному пиков на временной шкале Производился анализ

поведения нулевой линии (уровень сигнала до наступления основного события) на предмет обнаружения наложения от сигнала, имеющего начало за пределами наблюдаемого временного отрезка (7 мкс)

2) Определяется момент возникновения события. Анализ переднего фронта сигнала с использованием процедуры, основанной на методе наименьших квадратов (МНК), позволяет определить истинное время возникновения события с точностью -10 не

3) В сигнал вносится поправка, связанная с особенностями поведения нулевой линии

4) Определяется площадь токового импульса (энергия, оставленная частицей в кристалле) Энергетическое разрешение, определенное по а-частицам 22Л1?а, составило 180 кэВ

Рисунок 26 Пример разложения 5) Участок сигнала от начала до конца спадающей части сигнала с анода диапазона измерения (~5 мкс) описывается ФЭУ на две экспоненты Верхний тремя экспонентами, одной нарастающей и рисунок - сигнал от электрона, двумя спадающими (см уравнение 4) В нижний от а-частицы результате подгонки мы получаем для каждого

Время, мкс

сигнала значения вкладов и распадных времен для всех трех экспонент Пример разложения анодного сигнала показан на рис 26

6) Вычислялся интеграл анодною сигнала во временном окне (0 5 мкс, в начале и в конце сигнала) Эта величина полностью аналогична той. что применяется в аналоювом методе идентификации частиц, и использовалась нами для сравнения разрешающей способности разных методов

идентификации типа частиц

Анализ результатов разложения импульсов на экспоненты показал, что для а-частиц время нарастания импульсов (время заселения высвечивающих центров) существенно меньше, чем для электронов (а-частицы - т^рИ 1 не, электроны - Тмр«50 не) В работе [38], опубликованной пятью годами позже данной работы [39], были получены соответствующие величины, для а-частиц - г1ир«203 не , для электронов -

Ткар~261 НС.

Наиболее вероятными значениями времен высвечивания являются 357 не (быстрая компонента) и 1290 не (медленная компонента). В работе [39] приведены значения для быстрой компоненты - 540 не и для медленной 2020 не. Наблюдается систематическое отклонение данных работы [38] на -200 не в большую сторону Это можно понять, предположив, что в работе [38] аналоговые сигналы были проинтегрированы с постоянной времени -200 не еще до поступления их на оцифровщик

Имеющиеся у нас данные позволили определить отношение световыходов быстрой и медленной компонент Для а-частиц с энергией 6 МэВ быстрая компонента исчерпывает 69 5% обшего световыхода Отметим, что данная величина может быть чувствительна к типу фотоприемного устройства Для электронов вклад быстрой компоненты существенно меньший, чем для а-частиц

На рис. 27 показан двумерный спектр с осями полная площадь анодного импульса - площадь быстрой компоненты Три хорошо разделенные линии соответствуют а-частицам, протонам и электронам Особо стоит обратить внимание на тот факт, что вклад быстрой компоненты в импульсах от электронов практически нулевой Электроны прекрасно отделяются от следующей по плотности ионизации частицы - протона во всем доступном нам диапазоне энергий Подробнее метод разделения частиц по типу описан в [39]

гв ы S .ОТНОС Ml 102 12

сечение №1 р " а

/ \ / •

0 5 10 15 20 J6 3D

\ сечение №2 f . / •

1. i " : р-„ / *

Рисунок 27 Двумерный спектр с осями площадь анодного импульса - площадь быстрой компоненты Получен для случая, когда детектор облучался а-частицами, протонами и электронами

О- 05-

■ ^ мет°Д

• - \Е (М=400п8) метод

РА каналы

Рисунок 28 Сравнение разрешения, достигаемого для частиц различной энергии Кружки - метод, использующий определение площади импульса в начале, квадраты - метод площади быстрой компоненты

Для сравнения достигнутого качества разделения частиц по типу с аналоговыми методами был построен дв\мерный спектр с осями полная площадь анодного импульса площадь анодного импульса во временном окне 0 4 мкс Этот спектр аналогичен тем, что позволяют получить электронные методы разделения частиц Для сравнения разрешающей способности этих двух методов, мы использовали параметр, определенный как

<т„ +<т

к = (5)

где ои и Стр - ширина а- и протонной линий при фиксированной энергии, соответственно. Р„ и Рр - положение а- и протонного пиков при фиксированной энергии, соответственно Значения параметра Я в зависимости от энергии падающих частиц для цифрового и "аналогового" способов разделения, показаны на рис. 28.

Во всем диапазоне энергий метод, основанный на анализе вклада быстрой компоненты, дает в 1.5 — 2 раза лучшее разрешение чем классический АЕ метод. Кроме того, данный подход дает значительно лучшие результаты, чем в других работах, в которых также использовался оцифровщик [40-41]

Для того, чтобы проверить работоспособность спектрометра на основе С81(Т1) в полях быстрых и тепловых нейтронов, был поставлен специальный эксперимент с использованием Ри-Ве источника нейтронов, интенсивность которого составляла 106 п/(см*с) Было показано, что вклад нейтронов не превышает нескольких отсчетов в секунду и проявляется в той части спектра, за формирование которой отвечают электроны. Как было показано выше, такие события очень хорошо отделяются от других заряженных частиц (см рис 27)

Для исследования тройного деления традиционно используются системы из двух или более (ДЕ+Е) полупроводниковых детекторов [42,43] Такая схема эксперимента облазает низкой светосилой и нашла свое применение при спонтанном делении и делении под действием тепловых нейтронов, где можно обеспечить необходимую для анализа статистику. Очевидным недостатком такой системы является высокий порог регистрации легкой частицы, который определяется полным ее поглощением в ДЕ детекторе. Другим примером установок для изучения тройного деления являются сложные, многодетекторные устройства с большой эффективностью регистрации легкой заряженной частицы [44] Детекторы этого типа прекрасно зарекомендовали себя при изучения тройного деления для спонтанно делящихся ядер Однако громоздкость и сложность таких установок делает невозможным их использование на пучках не только быстрых, но и тепловых нейтронов Использование методов, разработанных для регистрации осколков деления, и методов анализа сцинтилляционных импульсов от СвКТ!) позволило создать новый спектрометр для изучения тройного деления ядер Спектрометр

состоит из двойной ионизационнои камеры с сетками Фриша (ИИК) для регистрации дополнительных осколков деления и тонкого сцинтиляционного экрана с ФЭУ для регистрации легких частиц Схема детектора показана на рисунке 29 Для регистрации осколков деления использовалась ионизационная камера, идентичная описанной в главе 2 Один из анодов камеры был выполнен из тонкого металлизированного лавсана

В качестве детектора легких частиц мы использовали

сцинтилляционный детектор с тонким кристаллом СбКП) и ФЭУ-110. При толщине кристалла в 1 мм он способен Рисунок 29 Схема устройства ионизационной П0л„0стью затормозить а-частицы с камерь.1) тефлоновый изолятор, 2) катод, 3) э ей до 50 МэВ ны _ 20 МэВ,

сетка Фриша'4) а"од' 5) делитель *ысоког° протоны - 14 МэВ Сигналы с напряжения, 6) слой делящегося вещества, 7) г . ,

кристалл Св1(Т1) электродов камеры и анода ФЭУ

подавались на входы оцифровщика формы импульсов Пример сигналов, соответствующих спонтанному тройному делению 25 С£ показан на рис 30 Такая организация системы накопления информации позволяет для каждого события определять энергии, массы и углы

вылета осколков деления 9001 1 '—'—'—1—1—■—'—1—'—1—'— (анодные сигналы), энергию и

тип частицы (анодный сигнал с ФЭУ) и анализировать временные корреляции между появлением события в камере и кристалле Сз1(Т1) Точность определения времени

наступления события,

определенное по пику мгновенных у-лучей,

сопровождающих деление, составила 35 не

23466 Для тестирования

.„ „ Ввемя шс спектрометра была выбрана

Рисунок 30 Пример сигналов спектрометра _ -

' к к 1 ^ реакция спонтанного тройного

деления 252СГ Двумерный спектр сигналов от сцинтиллятора. полученный в

совпадении с осколками, показан на рисунке 31 В спектре наряду с а-частицами

наблюдаются тритоны, протоны и электроны Выход тритонов по отношению к а-

частицам составил 6 96%, протонов 1 4% (7 1% и 1 6% соответственно, согласно

данным работы [45]) Выходы частиц, энергетические и угловые распределения

находятся в хорошем согласии с данными других авторов [46,47]

Анализ спектра на рис 31 показал, что в пространстве между областями

электронов и протонов имеются события, которые не удается объяснить внешним

40 60 80 Энергия, каналы

Рисунок 31 Двухмерный спектр с осями площадь анодного сигнала - площадь быстрой компоненты, полученный для легких частиц, сопровождающих спонтанное деление 251С{

фоном или влиянием нейтронов Детальный анализ параметра «площадь быстрой компоненты» не позволяет отнести эти события ни к протонам, ни к электронам. Мы расцениваем данные события как указание на возможность

существования тройного распада ядра с участием заряженных мезонов В дальнейшем предполагается

использовать данную установку для исследования этой проблемы В отличие от предыдущих попыток обнаружить этот тип распада [48,49] данная установка имеет целый ряд существенных преимуществ 1) Толщина поглотителя легких частиц (кристалл Сэ1(Т1)) может

варьироваться в широких пределах вплоть до нескольких сантиметров, например при необходимости регистрировать энергичные,

слабоионизируюшие тс-мезоны). 2) По своим удельным ионизационным потерям ц- и я- мезоны близки к электронам, которые неизбежно возникают в детекторе из-за воздействия на детектор у-квантов и нейтронов Новый детектор имеет высокую избирательную способность к электронам. Моделирование показало, что можно надеяться выделить события, связанные с я- и ц- мезонами на электронном фоне 3) После попадания частицы в детектор оцифровщик продолжает работать в течение последующих ~4 мкс Это обстоятельство может позволить увидеть распад ц-мезона, имплантированного в сцинтиллятор, время жизни которого составляет ~2 2 мкс. Это позволит с большей надежностью идентифицировать данный тип распада

Созданный спектрометр был использован нами для изучения тройного деления ядер под действием быстрых нейтронов К настоящему времени детальные исследования вероятности тройного деления проведены практически для всех спонтанно делящихся и имеющих большое тепловое сечение деления ядер Обнаружены каналы реакции с испусканием протонов, дейтронов, тритонов, а-частиц и других, более тяжелых ядер [45]

В то же время целый ряд ядер, делящихся исключительно быстрыми нейтронами, до сих пор остаются за рамками исследований. Изучение вероятности тройного деления этих ядер может помочь построению систематик за счет расширения диапазона параметра делимости исследуемых ядер Особый интерес также вызывает зависимость выхода тройного деления от энергии возбуждения делящегося ядра, что возможно только при использовании быстрых нейтронов Сечение деления быстрыми нейтронами в сотни раз меньше, чем при тепловом делении Большой гамма - фон от нейтронной мишени и жесткие геометрические ограничения при работе на ускорителе создают дополнительные трудности Для их

эффективного решения была использована новая детекторная система, отвечающая

поставленным условиям

В качестве объекта исследования был выбран 232П1 Для этого ядра было обнаружено явление локального уменьшения полной кинетической энергии осколков в некоторых вибрационных резонансах [50]. которое не удается объяснить ни изменениями массового

распределения, ни повелением множественности мгновенных нейтронов [51]. Было высказано предположение о том, что в этих резонансах, возможно,

существуют флуктуации в вероятности тройного деления, за счет которых кинетическая энергия осколков также может уменьшаться [52].

Рисунок 32 Верхний рисунок - сечение деления ® работе использовался

212ТЬ; средний рисунок - поведение полной спектрометрический слой ТЬ, кинетической энергии осколков [50]; нижний диаметром 3 см и толщиной 200 рисунок - значения вероятности тройного деления мкг/см , на прозрачной для 2ТЪ в зависимости от энергии падающих осколков подложке из А12Оз Для нейтронов обеспечения электропроводности

катода по всей поверхности слой

был запылен золотом (~50 мкг/см2).

Измерения проводились на пучке ускорителя ЭГ-1 Физико-Энергетического Института Для получения быстрых нейтронов использовалась Т(р,п) Не реакция Средний ток на мишени составлял 10 мкА Были проведены измерения выходов тройного деления 232ТЬ быстрыми нейтронами с энергией 1 6 МэВ, 1 8 МэВ и 2 2 МэВ Эффективность регистрации длиннопробежных частиц определялась тремя независимыми методами В полученные данные вводилась поправка основанная на измеренном угловом распределении осколков деления Полученная зависимость вероятности тройного деления 233ТЬ от энергии падающих нейтронов показана на рисунке 32 Среднее значение вероятности тройного деления в диапазоне 16-22 МэВ составляет (1 7±0.3)*10"3 Наблюдаемое в эксперименте изменение вероятности тройного деления составляет 0 0012, что приблизительно в 40 раз меньше ожидаемого Таким образом эксперимент позволяет сделать однозначный вывод о том, что природа локального уменьшения полной кинетической энергии в вибрационных резонансах иная, нежели локальное увеличение вероятности тройного деления

£ 0 10-

га ю

О 0 05-

V. -

1 3 14 15 16 17 1'в 1 9 20 г') 22 23 24 25 163 5-,

163 0-

5 162 5

Ш *162 0

161 5

30 ^ 25

Í 20 1.5 * 10 05 00

I ■ I ■ I ■ I • I ■ I ' I • I ' I 1 I 1 1 ■ I

3 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25

I 1 I 1 I 1 I ' I ' I ' I ' I 1 I 1 I 1 I ' I

3 14 15 1.6 1.7 18 1.9 20 21 22 23 24 25

Энергия нейтронов, МэВ

В пятой главе рассмотрен спектрометр быстрых нейтронов на базе органического сцинтиллятора и быстрого (1 ГГц) оцифровшика. Особую роль в последнее время начинают играть эксперименты, проводимые на интенсивных импульсных пучках быстрых нейтронов [53] Особенность таких экспериментов заключается в том, что к детектору вторичных нейтронов предъявляются очень жесткие требования От них, в первую очередь, требуется низкий порог регистрации, хорошее энергетическое разрешение и надежная дискриминация фона от у-лучей в условиях высокой скорости счета Аналоговые методы спектрометрии нейтронов не удовлетворяют в полной мере поставленным условиям Это привело к тому, что в последние 3 года сразу в

нескольких лабораториях мира были предприняты попытки создания цифровых методов регистрации

быстрых нейтронов [54-57]. Теоретически они могут обеспечить все условия, предъявляемые к

современным спектрометрам нейтронов. В работе использовалось несколько сборок из различных ФЭУ (RCA8575, ФЭУ-143 и ХР2041) и кристаллов стильбена (диаметр 30 мм - высота 5 мм и диаметр 10 см - высота 5 см) Сигналы снимались с анодов и последних динодов ФЭУ.

Блок-схема установки показана на рисунке 33 Напряжение на ФЭУ выбиралось таким, чтобы амплитуда снимаемых сигналов находилась в рабочем диапазоне оцифровщика. То отпадала необходимость использовать дополнительные усиливающие каскады, и сигнал с анода подавался непосредственно на вход оцифровшика Сигнал с последнего динода после формирования быстрым усилителем и прохождения дискриминатора со следящим порогом использовался как "стоп"

В этой работе использовался оцифровщик формы импульса DPI 11 (фирмы Acqiris Digitizer) [58] с полосой пропускания 500 МГц (минимальное время нарастания -0 7 не) Это устройство способно преобразовывать уровень входного напряжения в последовательность 8-ми битовых чисел с частотой 1 ГГц В работе использовался режим, при котором диапазон напряжений входного сигнала от +0 1 В до -0 4 В преобразовывался в цифровые коды от -128 до +128 В случае, если входной сигнал выходил за указанный диапазон, то в течение всего времени насыщения оцифровщик выдавал значения,

ФЭУ

Анод

Динод

БУ

CFD •

а. а

□

til

Рисунок 33 Блок-схема спектрометра. БУ - быстрый усилитель, СГО - дискриминатор со следящим порогом, ОР 111— оцифровщик формы сигналов.

время не

Рисунок 34 Импульсы для электронов и протонов, полученные усреднением по 1000 событий.

200

1000

соответствующие предельному числу (128 или+128) Каждый цифровой сигнал представлял собой выборку из 1024 значений

Детальное исследование формы импульса сцинтилпятора было выполнено для маленького кристалла стильбена (диаметр 30 мм и высота 5 мм) и ФЭУ ЯСА8575 Детектор облучался у-лучами от ""Со, '"Сб, М1Аш и нейтронами и у-квантами от 252СГ, РиВе источников. Импульсы для электрона и протона, имеющие одинаковую площадь (соответствует энергии электронов ~1 МэВ), полученные путем усреднения по -1000 событий, показаны на рисунке 34 Было обнаружено, что на спадающей части сигнала имеются периодические осцилляции, амплитуда и

периодичность которых зависит от типа использованного ФЭУ. Сигнал оказывается сильно искаженным и использование метода прямого разложения сигнала на составляющие его компоненты не представляется возможным. Для получения информации был предложен метод, основанный на корреляционном анализе. В качестве целевого сигнала выступал средний сигнал, полученный для у-квантов (см. рис. 34) Используя технику корреляционной свертки, удается получить корреляционный сигнал (см рис 35) Анализ корреляционных пиков позволяет получить информацию как о времени наступления события (положение максимума корреляционного пика) так и о типе частицы (максимальное значение корреляционного пика) Информация об энергии

регистрируемой частицы

вооо —.—,—.—,—.—,—.—|—.—,—,—,—.— получалась путем

численного суммирования цифрового сигнала.

Проверка качества

получаемых энергетических распределений была выполнена для у-квантов Л1)Со Полученный спектр показан на рисунке 36 Кроме того измерения были выполнены для той же сборки "кристалл -ФЭУ" и с тем же источником у-квантов, при

400 600 Время, не

Рисунок 35 Осциллограмма с двумя сигналами а) и их корреляционная функция

Ь)

Рисунок 36

20 30 40

Амплитуда, каналы

Энергетическое

распределение электронов,

возникающих при облучении детектора у-лучами от Со

Рисунок 37. Демонстрация качества разделения при использовании метода корреляции Двухмерное распределение с осями энергия (калибровка взята по электронам, еекэВ) -максимум корреляционной функции.

помощи спектрометрического

усилителя с временем формирования 1 мкс и стандартным АЦП Данные этого эксперимента также приведены на рисунке 36 Как можно видеть оба метода дали сходный результат На рисунке 37 показан двухмерный спектр нейтронов и у-квантов испускаемых с осями площадь сигнала - амплитуда

корреляционного импульса

Наблюдается прекрасное разделение нейтронов и у-квантов вплоть до энергий -60 еекэВ (энергия частицы при калибровке, соответствующей электронам) Сравнение полученных результатов с аналоговым методом, примененным к тому же детектору, показало, что цифровой метод обладает в 1 2 раза лучшей избирательностью

Измерения времени пролета нейтронов были выполнены с кристаллом стильбена диаметром 10 см и высотой 5 см. В качестве светоприемного устройства использовался ФЭУ ХР2041 Источником нейтронов служил слой 252С£ размещенный внутри плоскопараллельной ионизационной камеры. Измеренная активность капифорниевого слоя составила ~22000 осколков/с.

Схема эксперимента показана на рисунке 38 Импульс с анода ФЭУ по короткому (~ 1 м) кабелю подавался непосредственно на вход оцифровщика Импульс с динода ФЭУ усиливался и подавался на вход дискриминатора со следящим порогом (СРЭ). Выходной сигнал СБО использовался как стартовый импульс для время-код преобразователя (ВЦП) и подавался также на схему совпадений (СС) с разрешающим временем ~ 200 не. На второй вход схемы совпадений подавался усиленный, сформированный и задержанный на ~250 не сигнал от ионизационной камеры. Выходной сигнал схемы совпадений служил стоповым сигналом как для ВЦП, так и

для оцифровщика.

Измерения для каждого события проводились

параллельно оцифровщиком формы импульса и время -код преобразователем При обработке цифровых

осциллограмм использовался метод, основанный на построении корреляционного сигнала Соответствующие целевые сигналы были получены для данной конкретной системы

"кристалл + ФЭУ" Для

^-СЕНяЕЬ

< Гг

Рисунок 38 Блок схема для проведения времяпролетных измерений БПУ - быстрый предусилитель; БУ -быстрый усилитель, СС - схема совпадений, ВЦП -время - код преобразователь, СИО - дискриминатор со следящим порогом. Временная диаграмма демонстрирует алгоритм работы схемы совпадений

10000 т

• -ВЦП .....ОФИ

w Vv^

100

150

300

350

200 250

Время, не

Рисунок 39 Спектры времени пролета, полученные

для источника оцифровщик.

252,

СЯ^О Точки ВЦП; линия

получения оценки времени прихода сцинтилляционного

импульса выбирались 7 точек вблизи максимума

корреляционного пика (см рис. 35), методом наименьших квадратов через них проводилась парабола Положение

максимального значения параболы и принималось в качестве оценки времени появления импульса

Поскольку для получения временной отметки в канале ВЦП мы использовали динодный импульс, а в канале оцифровщика - анодный, был поставлен специальный эксперимент,

который позволил оценить возможную погрешность Для этого, используя только канал ВЦП, были проведены два измерения время пролетного спектра от калифорниевого источника В одном в качестве стопового сигнала использовался анодный импульс, в другом динодный Критерием качества получаемой отметки служила ширина пика мгновенных у-квантов деления. Ширина пика на полувысоте составила 1 5 не и 2.9 не для анодного и динодного импульсов, соответственно.

Спектры времени пролета для источника 252С£ полученные при помощи оцифровщика и ВЦП, показаны на рисунке 39 Наблюдаемая ширина у-пика на полувысоте, для случая оцифровщика, составляет 1.5 не Данная величина включает в себя неизвестную нам составляющую, связанную с погрешностью определения момента возникновения деления в ионизационной камере.

На рисунке 40 показано интегральное распределение событий по времени пролета и парциальные для нейтронов и у-квантов Амплитуда у-пика в нейтронном спектре позволяет сделать оценку вероятности ошибки в идентификации частиц. Во всем измеряемом энергетическом диапазоне она составляет ~10"3.

В полученном гамма-спектре наблюдается хвост, тянущийся от пика мгновенных у-квантов в область больших времен пролета Этот эффект находит свое объяснение, если принять в рассмотрение геометрию эксперимента В данном случае не

использовалась специальная защита сцинтилляционного детектора от внешних фонов Нейтроны, рождающиеся при делении 2,2СГ. могут рассеиваться на стенах ШЯтЩШлМй^а и за

ЬИЬЛИОТШКА с.Ш11ц»т ОЭ 9Л Ш

N :

10000,

--Все -у- кванты --Нейтроны

100 150 200 250 300 350 <0

Время, нс

Рисунок 40 Интегральный и парциальные спектры времени пролета.

БУ

счет реакций (п.п'у) и (п,у) производить дополнительные у-кванты, которые с большой задержкой будут достигать детектора

Основным преимуществом цифрового спектрометра является возможность работы в условиях высоких загрузок Так полная информация о событии, включая энергию частицы, время прихода частицы и тип частицы может быть получена при загрузках до 5 МГц, а в счетном режиме он способен работать при пиковой загрузке до 100 МГц

В >аключительной шестой главе рассмотрены приложения методов цифровой спектрометрии применительно к некоторым другим детекторам

Спектрометры на основе

г______кристаллов Ое(Ы) и

Т^^Г высокочистого германия по

праву можно считать наиболее широко используемыми

детекторами [59-62] Они обладают как высокой эффективностью регистрации, так и прекрасным

энергетическим разрешением. К недостаткам спектрометров этого типа можно отнести сравнительно низкую

загрузочную способность Так для кристалла толщиной 5 см время собирания зарядов может достигать 1 мкс, что приводит к необходимости устанавливать в спектрометрическом усилителе время формирования 4 мкс или более Это обстоятельство значительно сужает область применения данного детектора

Целью данной работы было построение спектрометра базирующегося на цифровой обработке сигналов, который при хорошем энергетическом разрешении

позволил бы эффективно распознавать наложенные

импульсы.

В данной работе использовался планарный

детектор из высокочистого германия Блок-схема

спектрометра показана на рисунке 41 Сигналы с детектора поступали на

зарядочувствител ьны й предусилитель Данный тип предусилителя имеет очень большое время восстановления нулевого уровня Это позволяет свести к минимуму

баллистический дефект Для

Рисунок 41. Блок-схема установки для изучения цифровых сигналов от германиевого детектора ЗЧПУ -зарядочувствительный предусилитель; БУ - быстрый усилитель

1000-

• Спяктр «НИМ1УО мрядотых сшншюя

200 300

Энергия, каналы

Рисунок 42. Спектры сигналов от германиевого детектора Точки - спектр, полученный из амплитуд зарядовых сигналов, линия - из площадей токовых сигналов во временном окне 600 не

л »0

избежания перегрузок предусилителя его нулевая линия восстанавливается принудительно посредством подачи логического сигнала на специальный вход Сигналы с энергетического выхода предусилителя подавались на быстрый усилитель и затем поступали на вход оцифровщика формы импульса (Signatic, модель PDA12A, частота 62 5 МГц) Запуск оцифровщика осуществлялся периодически, от внешнего генератора Для увеличения загрузочной способности германиевого детектора был разработан алгоритм определения энергии частиц, основанный на интегрировании токового сигнала в различных временных окнах На рисунке 42 показаны два амплитудных спектра, один из них получен методом фильтрации зарядового сигнала (RC-3 мкс), а другой интегрированием токового импульса в интервале 600 не Как видно из рисунка, уширение полосы пропускания цифрового фильтра, соответствующего интегрированию токового сигнала, не приводит к значительному ухудшению энергетического разрешения Таким образом у экспериментатора появляется возможность изменять параметры фильтрации так, чтобы найти оптимальный в данном случае компромисс между скоростью счета и энергетическим разрешением На рисунке 43 показан зарегистрированный в ходе эксперимента сигнал, который с точки зрения аналоговой электроники соответствует одному

событию. В нижней части рисунка 43 показан соответствующий токовый сигнал, полученный методом численного дифференцирования

Анализ токового сигнала показывает, что в действительности данный сигнал был порожден тремя независимыми событиями,

разделенными временными

интервалами 13S и 18S не. Соответствующий анализ токового сигнала позволяет выделить площади каждого из трех пиков и реконструировать соответствующие им зарядовые сигналы (см. верхнюю часть рис. 43) Очевидно, что при обработке сигналов такие события необходимо либо удалять, либо обрабатывать особым образом.

Как было показано ранее, ионизационные камеры с сеткой Фриша являются удобным и очень информативным детектором. Однако существует целый класс задач, где использование импульсных

ионизационных камер желательно, но технические трудности по созданию эффективной сетки являются трудно преодолимыми Например, изучение свойств продуктов спонтанного деления 23 U требует создания

1000 800

ei ®

-С 600

---1-.-1--г- --.-------,---г

-SI [ -

-S2 I

---- S3 J

--S1+S2+S3 I -

/: -

32 4В Время, мкс

S1=556 tj-t,=135 не

S2=802 tj-tj=185 не

S3=387

/ ' s2l

(SV; V Л 4 ' V \

/ ■

2 72 2 88 3 04 3 20 3 36 3 52 3 68 3 84 4 00 4 1£

Время, мкс

Рисунок 43 Верхний рисунок' точки -экспериментальный сигнал. Сплошная линия -восстановленный сигнал, штриховые линии-вклад в сигнал от разных событий Нижний рисунок токовый сигнал, полученный численным дифференцированием сигнала, изображенного в верхней части рисунка Штриховыми линиями показаны вклады разных событий

спектрометрических слоев большой плошали, чтобы иметь в камере как можно большее количество делящегося вещества Ионизационная камера идеально подходит для решения этой задачи с точки зрения эффективности, простоты конструкции, возможности работать достаточно долго без изменения свойств детектора и т.д Однако изготовление сетки очень большой плошали, не провисающей под своей тяжестью и не реагирующей на акустические вибрации и электрические силы, возникающие при подаче на электроды высокого напряжения, чрезвычайно сложная

Другим крайним случаем является ионизационная камера миниатюрных размеров, заполненная газом под большим давлением или жидкой рабочей средой, используемая для регистрации

короткопробежных заряженных частиц, например, осколков деления. Потребность в таких детекторах возникает при наличии жестких геометрических ограничений в эксперименте или при необходимости сохранять мишень при низких температурах [63] В такой ионизационной камере с межэлектродным расстоянием порядка 1 мм и менее изготовить и разместить в межэлектродном промежутке эффективную сетку практически невозможно Решение задачи по созданию камеры без сетки, сохранившей способность давать информацию об энергии и углах вылета частиц, может быть получено при помощи цифровой обработки сигналов

На катоде камеры располагался спектрометрический слои Сх, который являлся источником а-частиц. Давление рабочего газа выбрано так, чтобы пробег а-частиц составлял не более 0.5-0 6 от расстояния катод-сетка Для восстановления энергий и углов вылета частиц использовался только катодный сигнал Типичные цифровые катодные сигналы от а-частиц с углами вылета ~0° и -90° относительно нормали к катоду показаны на рис 44а На том же рисунке отмечены некоторые характерные точки на временной оси. Т$ - начало сигнала, Тр - момент времени, когда первые электроны достигли сетки (анода), Т(, - момент прихода к сетке последних электронов Видно, что при выбранном давлении в катодном сигнале существует начальный линейный участок Это является следствием того, что при любом угле вылета существует интервал времени, в течение которого все электроны, образовавшиеся в газе, движутся в промежутке катод-сетка (катод-анод) Продолжительность линейного участка зависит как от пробега частицы в газе, так и от угла эмиссии частицы из слоя Величина катодного тока V при этом может служить мерой энергии частицы Е, так как

1с^Рс(1)/<11=1ёф=(поеУс)/(1~Е (6),

Время каналы

Рисунок 44 а) катодные сигналы ионизационной камеры для а-частиц, вылетающих под углом 0° (штриховая линия) и 90° - сплошная линия. Ь) Модельные импульсы тока, соответствующие зарядовым

импульсам, изображенным в верхней части рисунка

. Аиод»шй стал (а) Катодный сипел (D)

Энергия, каналы

Рисунок 45. Спектры а-частиц спонтанного распада 252С(", полученные из анализа анодного сигнала (а) и катодного сигнала (Ь).

где Pc(t) - значение амплитуды сигнала на катоде в момент времени t, п()е - заряд электронов, образованный при торможении частицы, vc - скорость дрейфа электронов. На рис.446 показаны модельные импульсы катодного тока 1с, соответствующие зарядовым импульсам,

показанным в верхней части рисунка. Опыт различных методов обработки показал, что наилучшее энергетическое

разрешение получается при использовании tg<p, который находился аппроксимацией с использованием метода

наименьших квадратов начального, линейного участка катодного сигнала прямой линией (рис 44а).

На рис 45 показаны энергетические спектры a-частиц 252Cf, полученные из обработки анодного (а) и катодного (Ь) сигналов ионизационной камеры с сеткой. Энергетическое разрешение (без поправок на потери в слое и сеточную неэффективность) составило 200 кэВ при анализе катодного сигнала и 120 кэВ для анодного Заметная разница в разрешении легко объясняется тем, что при обработке катодного сигнала используется лишь малая часть наведенного заряда, поэтому вклад шумовой составляющей больше. Несмотря на это, существует ряд приложений, в первую очередь связанных со спектрометрией осколков деления в телесном угле 2л, в которых собственное энергетическое разрешение детектора оказывает малое влияние на конечный результат. Действительно, в таких детекторах неопределенность в глубине рождения осколков в слое приводит к погрешностям в определении энергии осколков —0 5 МэВ, что значительно больше, чем полученное в данном случае энергетическое разрешение детектора

Используя стандартную технику фильтрации катодного сигнала можно определить величину его амплитуды. Как

100 200 300 400 500

Время, каналы Рисунок 46 Первый рисунок - типичный сигнал от теплового нейтрона с анода пропорционального счетчика Второй рисунок - тот же сигнал после численного интегрирования (S(t)) Третий рисунок -типичный сигнал от Y-кванта с анода пропорционального счетчика Четвертый рисунок - тот же сигнал после численного интегрирования.

PuBe источник в полиэтилене

было показано ранее, имеющейся информации (энергия частицы и амплитуда катодного сигнала) достаточно, чтобы определить угол эмиссии частицы из слоя Полученные в работе результаты показывают, что камера без сетки может с успехом использоваться для изучения энерго - угловых распределений осколков деления в тех случаях, когда экспериментальные условия не позволяют использовать классическую камеру с сеткой Фриша

Цилиндрические пропорциональные счетчики, в рабочий газ которых добавлен 10В или 3Не, получили широкое распространение как детекторы быстрых и тепловых нейтронов [64-67] Наряду с такими неоспоримыми достоинствами как простота в работе и хорошее энергетическое разрешение,

цилиндрические пропорциональные счетчики обладают рядом недостатков. В первую очередь, это большое (до нескольких микросекунд) время собирания заряда, что ограничивает скорость счета детектора и приводит к наложениям сигналов, а также сложная функция отклика детектора.

Действительно, в амплитудных спектрах кроме пика, соответствующего полному поглощению всех продуктов реакции, возникших под действием быстрого нейтрона, всегда присутствует низкоэнергетический хвост, обусловленный стеночным эффектом, изменением величины газового усиления из-за

Амплитуда каналы

Рисунок 47 Двухмерный спектр с осями, амплитуда анодного сигнала - разница во времени между попаданием частицы в счетчик и началом умножения зарядов (при облучении детектора тепловыми нейтронами).

неравномерности толщины центральной нити, зарядов и искажениями поля на краях счетчика

100 150 200

Амплитуда каналы

Рисунок 48 Начальный спектр сигналов, снимаемых с пропорционального счетчика, облучаемого тепловыми нейтронами (линия), и тот же спектр после удаления фона и введения поправок в амплитуду (точки)

рекомбинацией образовавшихся

Снимаемые с

пропорционального счетчика импульсы можно разложить на две компоненты- 1) импульс, наведенный электронами при движении их от места образования к нити; 2) импульс, наведенный при движении положительных ионов,

возникших в результате процесса умножения заряда вблизи нити.

В данной работе использовался пропорциональный счетчик типа СНМ-41 Диаметр нити — 0 1 мм, внешний диаметр 31 мм, длина 265 мм Счетчик заполнен смесью 3Не (3.2 атм) и Кг (6 атм).

На счетчик подавалось напряжение 2.5 кВ Сигнал с анода усиливался зарядочувствительным предусилителем, быстрым усилителем и подавался на вход оиифровшика формы импульса (ЬеСгоу 2262, частота цифрования 80 МГц) Сигнал с временного выхода предусилителя усиливался, формировался дискриминатором со следящим порогом, задерживался и подавался на вход «стоп» оцифровщика Детектор облучался у-квантами (6нСо), быстрыми нейтронами (РиВе источник) и тепловыми нейтронами (РиВе источник в полиэтиленовой бочке)

На рисунке 46 показаны типичные сигналы от у-лучей и от тепловых нейтронов Время попадания частицы в детектор (Т0) определялось путем анализа проинтегрированного анодного сигнала Время начала умножения зарядов (Т3) определялось из анализа анодного сигнала Обращает на себя внимание тот факт, что сигналы от нейтронов, как правило, имеют ярко выраженную составляющую, связанную с дрейфом первоначальных электронов к аноду Практически для всех у-квантов вклад этой компоненты мал и начало сигнала совпадает с временем возникновения умножения зарядов на аноде Данное предположение находит свое подтверждение на рисунке 47, на котором изображен двухмерный спектр амплитуда анодного сигнала - ДТ=Т3 - Т0. Видно, что события, соответствующие пику поглощения тепловых нейтронов, равномерно распределены по параметру ДТ в интервале от 0 до максимального, в то время как события, соответствующие у-квантам, локализованы вблизи 0 (см рис 47) Кроме того, методы цифровой обработки сигналов позволили выделять нюансы формы анодных сигналов Была обнаружена зависимость между максимальным значением тока в детекторе и амплитудой анодного сигнала. Введя соответствующую поправку, удалось улучшить энергетическое разрешение детектора На рисунке 48 приведены два амплитудных спектра, снятых со счетчика при облучении его тепловыми нейтронами' первый получен методом цифровой фильтрации (то же что при аналоговой обработке), второй спектр получен после удаления части событий, связанных с у-квантами и краевым эффектом и после внесения в амплитуды поправки.

Очевидно, что после обработки функция отклика приняла более простой вид Энергетическое разрешение улучшилось с 5 2% до 4%.

В заключении подводится итог выполненной работы, кратко излагаются основные результаты и выводы.

Основным и главным итогом представленной выше работы является обоснование возможности создания спектрометров ядерных излучений на базе оцифровщиков формы импульсов, практическая реализация таких устройств и опыт их эксплуатации в реальных ядерно-физических экспериментах Проведенная методическая и экспериментальная работа показала, что цифровая спектрометрия имеет существенные преимущества при работе с целым рядом различных детекторов Она слабо зависит от факторов внешней среды, дает возможность обрабатывать сигналы неоднократно, позволяет индивидуально обрабатывать каждый сигнал, обладает большей чувствительностью, большей информативностью, возможностью строить сколь угодно сложные системы для обработки сигналов, дает возможность использования мощных математических методов (МНК, Фурье анализ и др). позволяет делать спектрометры более компактными и дешевыми В итоге, экспериментальные усилия были сведены к следующим работам и вытекающим из них результатам

1) Развито новое в методах регистрации ядерных излучений направление, целиком базирующееся на цифровой обработке сигналов, которая способна не только

выполнять операции, характерные для классических электронных модулей, но и позволяющая осуществлять более сложные алгоритмы обработки, настраиваемые на особенности конкретной детекторной установки Разработаны новые методы анализа сигналов, поступающих от детекторов излучений

2) Показаны основные преимущества цифрового метода обработки сигналов по сравнению с аналоговым Обоснована возможность создания цифровых спектрометров на современном уровне развития вычислительной техники и устройств дискретизации аналоговых сигналов Сформулированы основные критерии, необходимые для правильного подбора оцифровщика Разработана библиотека алгоритмов, позволяющих программным путем воспроизвести работу наиболее часто применяемых электронных модулей

3) Разработан и создан цифровой спектрометр на базе двойной ионизационной камеры с сетками Фриша и оцифровщика формы импульсов для спектрометрии осколков деления Разработаны методы для экспериментального определения неэффективности сетки Фриша; выявления наложенных сигналов; измерения удельных ионизационных потерь осколков деления, измерения скорости дрейфа, коэффициента диффузии и среднего времени жизни электронов в рабочем газе Спектрометр был успешно использован для изучения выходов осколков деления 233ТЬ, и и при разных энергиях возбуждения. Высокая достоверность получаемых результатов позволила обнаружить новое явление холодного распада нагретого ядра

4) Разработан и изготовлен цифровой спектрометр для изучения дважды дифференциальных сечений (п,а) реакций Цифровой метод анализа формы импульсов позволил в 30 раз понизить фон; организовать систему накопления таким образом, что мертвое время основного канала регистрации и мониторного канала было абсолютно одинаково, объяснить особенности функции отклика спектрометра при работе с легкими ядрами; провести детальное изучение дважды дифференциального сечения реакции

5) Создан цифровой спектрометр для регистрации заряженных частиц на основе сцинтиллятора Св1(Т1) Разработана методика анализа сцинтилляционных импульсов, позволяющая детально изучать люминесцентные свойства неорганических сцинтилляторов и производить эффективное разделение частиц по типу Создан спектрометр продуктов тройного деления ядер Его тестирование на спонтанном тройном делении 252СГ показало, что он позволяет с высокой точностью и надежностью измерять выходы длиннопробежных частиц разного типа. Были выполнены измерения вероятности тройного деления 232ТЬ под действием быстрых нейтронов

6) Разработан алгоритм, основанный на корреляционном анализе цифровых сигналов от органического сцинтиллятора, позволяющий определять амплитуду сигнала и время появления нейтронов, а также эффективно разделять нейтроны и у-кванты Показано, что цифровой спектрометр способен работать при пиковых загрузках до 108 событий/с

7) Разработаны методы обработки цифровых сигналов от германиевого детектора, камеры без сетки Фриша и пропорционального счетчика Показано, что цифровая обработка сигналов дает заметные преимущества для каждого из этих детекторов

Список публикаций с основными результатами диссертации

1 Goverdovsky A A., Khriatchkov V А, Ketlerov V.V et al. (n,a) - reaction studies using a girded ionization chamber (Изучение (n,a) реакции с использованием ионизационной камеры с сеткой) //Proc Int Conf On Nucl Data for Science and Technology Gatlinburg, USA, May 9-13,1994, v. 1, p. 117-123.

2 Хрячков B.A., Говердовский A A, Кетлеров В В и др Особенности спектрометрии заряженных частиц ионизационной камерой с сеткой на пучках быстрых нейтронов. // Ядерная физика т.57, вып 7, с 1221 -1224. 1994 г

3 Goverdovsky А А , Khriatchkov V.A , Ketlerov V V et al Spectrometry aspects of charged particles detection in neutron induced reactions (Спектрометрические аспекты регистрирования частиц в реакциях под действием быстрых нейтронов) ИISINN-2, Dubna-1994, р 318-325

4 Khryachkov V.A., Ketlerov V V , Semenova N N Method of Fnsch grid inefficiency measurement (Метод измерения неэффективности сетки Фриша) // ISINN-3, Dubna-1995, р 205-208.

5 Goverdovskiy А.А , Ketlerov V V , Khryachkov V.A et al Angular distribution of a-particles from 5KNi(n,a)55Fe reaction (Угловые распределения а-частиц из реакции 5KNi(n,a)55Fe). // ISINN-3, Dubna-1995, p. 351-355.

6. Goverdovskiy A.A., Ketlerov V.V, Khryachkov V.A. et al. Observation of superdeformed l67Gd in neutron induced fission of uranium (Наблюдение супердеформированного ядра l67Gd при вынужденном делении урана) // ISINN-3, Dubna-1995, р. 284-287.

7 Говердовский А.А., Хрячков В.А., Митрофанов В.Ф Массово-угловые корреляции осколков деления урана // Ядерная физика 1995, т 58, №2, с 230239

8 Говердовский А.А., Митрофанов В Ф., Хрячков В.А Холодное деформированное деление урана в области высокой массовой асимметрии // Ядерная физика 1995, т.58, №9, с. 1546-1553.

9 Говердовский А.А , Митрофанов В Ф, Хрячков В А Структура массово-энергетических распределений осколков деления 243Am быстрыми нейтронами // Ядерная физика 1995, т.58, №11, с 1948-1954.

10 Кетлеров В.В., Хрячков В.А., Говердовский А.А Измерение сечения реакции 5ltNi(n,a)55Fe. // ВАНТ. ЯК В1, 1996, с 121-128

11 Goverdovskiy А.А, Grudzevich О Т., Khryachkov V.A Detailed study of the double-differential cross-sections for l70(n,a)MC reaction (Детальное изучение дважды дифференциального сечения реакции |70(п,а),4С) // ISINN-4, Dubna-1996, р. 241-244.

12 Khriatchkov V А, Goverdovski А А, Ketlerov V V Direct experimental determination of Fnsch grid inefficiency in ionization chamber (Прямое экспериментальное определение неэффективности сетки Фриша ионизационной камеры) //NJM А394 (1997), рр.261-264

13 Ketlerov V V , Goverdovskiy А А , Khryachkov V A et al Detailed Study of the Double-Differential Cross-Sections for 170(n,a)l4C Reaction (Детальное изучение дважды дифференциального сечения реакции ,70(п,а)|4С) // Nuclear Physics А621 (1997), 243с-246с

14 A A Goverdovski, V A Khryachkov, V V Ketlerov et al Measurements of fission products yields for fast neutron induced fission of Np-237 (Измерение выходов продуктов деления при делении Np-237 быстрыми нейтронами) // Proc Int

Conf On Nucl Data for Science and Technology Trieste, Italy, May 19-24, 1997, v l,p 676-678

15 Говердовский A A . Хрячков В A . Кетлеров В В и др Температурные эффекты в спектрах предразрывных деформаций осколков деления 23xNp // Ядерная физика 1997, т 60, №9, с 1586-1592

16 Goverdovskiy А А , Ketlerov V V , Khryachkov V A et al Fast neutron induced fission of Np-237 mass spectra at high kinetic energies (Деление Np-237 быстрыми нейтронами спектры масс осколков при больших кинетических энергиях) // ISINN-5, Dubna - 1997, рр 310-315

17 Goverdovskiy А А , Ketlerov V V , Khryachkov V A et al Fission fragments spectrometer based on ionization chamber and waveform digitizer (Спектрометр осколков деления основанный на ионизационной камере и оцифровщике формы сигналов) // ISINN-5, Dubna - 1997, рр 283-286

18 Хрячков В А , Говердовский А А , Кетлеров В В. и др Метод энергетической калибровки импульсной ионизационной камеры //ПТЭ, 1998, №2, с.31-35

19 Говердовский А А, Хрячков ВА, Кетлеров В В и др Наблюдение истинно холодной фрагментации тяжелого ядра // Письма в ЖЭТФ, 1998, т.61, вып. 10, с 752-754.

20 Zeinalov Sh S., Florek M., Furman W I., Khnatchkov V A et al Measurements of Mass & TKE distributions of ^'Ufof) fission fragments in the range of incident neutron energy from 0 012 to 12 eV (Измерение распределений масс и полных кинетических энергий осколков деления 5U нейтронами с энергиями от 0 012 до 12 эВ). // IV Inter Conference on Dynamical Aspect of Nuclear Fission, Casta-Papiernicka, Slovakia 19-23 October, 1998

21 Zeinalov Sh Florek M Furman W I Khriatchkov V et al First results on neutron energy dependence of mass & TKE distributions of fission fragments from 235U(n,f) reaction (Первые результаты для зависимости распределений масс и полных кинетических энергий осколков деления И5и) // ISINN-6, Dubna - 1998, рр.274-278

22 Говердовский А А, Хрячков В А, Кетлеров В В и др Холодное деление нептуния: роль неспаренного протона // Ядерная физика 1999, т.62, №6, с. 965974.

23 Dunaeva IV, Khryachkov V А, Dunaev М V et al Methods of a digital spectrometry of radiations (Методы цифровой спектрометрии излучений) // ISINN-8, рр 363-370 Dubna-2000

24. Dunaev M V., Khryachkov V A , Dunaeva IV et al Methods of fission fragments energy losses corrected in thick targets (Методы коррекции энергии осколков на потерю энергии в толстых мишенях) // IS1NN-8, рр 358-362 Dubna-2000

25 Semenova N N , Khryachkov V А , Dunaev М V et al New possibilities of the ionization chamber without Fnsch grid (Новые возможности ионизационной камеры без сетки Фриша) // IS1NN-8, рр 416-419 Dubna-2000.

26 Khryachkov V А , Dunaev М V . Dunaeva IV et al Fission fragment mass-energy distribution for 5 MeV neutron fission of 238U (Распределения масс и кинетических энергий осколков при делении 23KU нейтронами с энергией 5 МэВ) //ISINN-8,pp 392-396 Dubna-2000

27 Khryachkov V А, Ketlerov V V Mitrofanov V F et al Low background spectrometer for the study of fast neutron induced (n,a) reactions (Низкофоновый

спектрометр для изучения (п,а) реакции под действием быстрых нейтронов). // NIM А, 2000, v 444(3), рр 614-621.

28 Хрячков В А , Дунаев М В , Кетлеров В В , Семенова Н Н., Тараско М 3 Новый метод разделения заряженных частиц с использованием кристаллов Csl(Tl) // ПТЭ, 2000, №3, с.29-37

29 V.A Khryachkov, M.V.Dunaev, V V Ketlerov, N N Semenova, M Z Tarasko Investigation of the CsI(Tl) Scintillator Properties for Registration Low-Energy Charge Particles (исследование свойств сцинтиллятора Csl(TI) для регистрации низкоэнергетических заряженных частиц). // Proceeding International Workshop Nuclear Fission Physics, Obninsk 2000, pp 158-163.

30.Кузьминов Б.Д, Сергачев А И., Хрячков В.А Оценка энергетической зависимости среднего числа мгновенных нейтронов vp для нептуния и изотопов америция // ВАНТ, ЯК, выпуск 2, с.3-11,2001

31. Komilov N.V., Khryachkov V.A., Dunaev М V. et al Neutron spectroscopy with fast waveform digitizer (Спектрометрия нейтронов с быстрым оцифровщиком формы импульсов) //1S1NN-10, рр 463-469 Dubna-2002.

32 G Giorginis, V Khryachkov. Cross section measurement for the reaction l0B(n,a)7Li from 1 to 4 MeV (Измерения сечения реакции luB(n,a)7Li нейтронами с энергией от 1 до 4 МэВ). // 1SINN-I0, рр.325-332. Dubna-2002.

33 Khryachkov V.A , Sergachev A I. Dunaev M V et al Research of 252Cf ternary fission (Исследование тройного деления 252Cf)- H ISINN-10, pp210-213 Dubna-2002.

34. Хрячков В.А., Сергачев А.И., Дунаева И.В. и др. Спектрометр для исследования тройного деления ядер. // ПТЭ, №5, сс. 34-44,2002

35 Kornilov N.V., Khryachkov V.A., Dunaev M.V. et al Neutron spectroscopy with fast waveform digitizer (Спектрометрия нейтронов с быстрым оцифровщиком формы импульсов). // NIM, А497, (2003), рр.467-478.

36. В.А.Хрячков, И.В.Дунаева, М.В.Дунаев, Н.Н Семенова Новый метод измерения удельных ионизационных потерь осколков деления // ПТЭ, 2003, №1, с.24-30.

37. В.А.Хрячков, И.В.Дунаева, М.В.Дунаев и др. Измерение вероятности тройного деления 232Th под действием быстрых нейтронов // ISINN-11, Dubna-2003.

38 В.А.Хрячков, И В.Дунаева, М В.Дунаев и др Изучение выходов осколков деления 239U при аномально больших значениях полной кинетической энергии // Ядерная физика, т 66, №5, сс.830-836,2003.

39 В.А.Хрячков, И.В.Дунаева, М В.Дунаев и др. Метод оперативного измерения свойств рабочего газа в импульсной ионизационной камере // ПТЭ, 2003, №6, с.24-30

40 В. А Хрячков, И В Дунаева, М В Дунаев и др Измерение вероятности тройного деления ^Th под действием быстрых нейтронов // Ядерная физика, т.67, №7, 2004.

ЛИТЕРАТУРА

1 Steven W Smith The scientist and engineer's guide lo digital signal processing California technical publishing 1999

2 Bosquet J P, Brissot R. Faust R A large ionization chamber for fission fragment nuclear charge identification at the LOHENGRIN spectrometer NIM, 1988, v A267, p 466

3 Зайдель В , Зодан X , Лукьянов С М ПТЭ, 1983, №4, с 52

4 Э Сегре Экспериментальная ядерная физика Москва, Иностранная литература, т1,1955

5 Б Росси, Г Штауб Ионизационные камеры и счетчики Москва, Иностранная литература, 1951

6 О Bunemann, Т Е Cranshaw, and J A Harvey Design of Grided ionization chamber CanJ.Res, A27, p 191 (1949).

7 Хрячков В A , Говердовский А А Кузьминов Б Д Холодная фрагментация урана тепловыми и быстрыми нейтронами Ядерная физика 1991, т 53, в 3 с 621

8 PSiegler, F-J Hambsch, J.PTeobald Measurement of mass and kinetic energy distributions of fission fragments from the reaction 237Np(n,f) In Proceeding of II International Seminar on Interaction of Neutrons with Nuclei, p 259 (Dubna, 1994).

9 Khrialchkov V A , Goverdovski A A , Ketlerov V V Direct experimental determination of Frisch grid inefficiency in ionization chamber NIM A394 (1997), pp 261-264

10 P Bock, J Heintze, T Kunst et al H Drift chamber readout with flash ADCs : I Time and spatial resolution. Nucl. Instr. and Meth. A242 (1986), p.237.

11. Ю П Гангрский, Б Н.Марков, В П.Перелыгин Регистрация и спектрометрия осколков деления.// Энергоиздат, Москва, 1981, с 25

12 Рыков В А , Дьяченко П П Атомная энергия, 1997, т 83, вып 4, с 266

13. A.Straede, Neutron induced fission of 235U. // Ph D thesis, Geel, Belgium, 1985.

14.Говердовский А.А Хрячков В.А Кузьминов БД и др Свойства осколков и долинная структура барьера деления 237U Ядерная физика, т56, вып. 12, с 40, 1993.

15 Говердовский А.А., Хрячков В.А., Кетлеров В В и др Температурные эффекты в спектрах предразрывных деформаций осколков деления M8Np ЯФ 1997, т 60, №9, с. 1586

16 Говердовский А А , Хрячков В.А , Кетлеров В В и др Изучение процесса деления нептуния под действием быстрых нейтронов Отчет ФЭИ Инв №9732 От 5.05.1998.

17 Хрячков В А, Говердовский А А, Кетлеров В В и др. Особенности спектрометрии заряженных частиц ионизационной камерой с сеткой на пучках быстрых нейтронов Ядерная физика т.57, вып 7, с 1221,1994 г.

18. Говердовский А.А., Хрячков В А, Кетлеров ВВ. и др Наблюдение истинно холодной фрагментации тяжелого ядра Письма в ЖЭТФ, 1998, т 67, вып 10, с 752

19 Khriatchkov V А , Dunaev М V , Dunaeva I V , et al Fission Fragment Mass-Energy Distribution at 1 2 MeV and 5 MeV Neutron Induced Fission of 232Th IPPE Nuclear Physics Department, Annual Report - 2000, pp 11 -13

20.Guohui Zhang, Guoyou Tang, Jinxiang Chen et al Differential cross-section measurement for the 6Li(n,t)4He reaction at 3 67 and 4 42 MeV NSE, 134, p 312, 2000

21 Fletcher Gabbard, H Bichsel and T W Bonner The disintegration of nitrogen by fast neutrons NP, 14,(1959/60), p.277

22 L W Weston and J H Todd Measurement of the IHB(n,aO)/loB(n,ay) ratio versus neutron energy NSE, 109, p 113,1991

23 A Gopfert. F J Hambsch. H Bax A twin ionization chamber setup as detector for light charged particles with energy around I MeV applied to the l0B(n,a)7Li reaction NIM. A441. p438, 2000

24 И С Григорьев, E 3 Мейлихов Физические величины Справочник Энергоатом издат, Москва, 1991

25 hup //www signatic com/

26 N Ito, M Baba, S Matsuyama, 1 Matsuyama, N. Hirakawa, Nucl Instr and Meth A 337(1994)474.

27 Guohui Zhang, Guoyou Tang, Jinxiang Chen, Songbai Zhang, Zhaomin Shi, Jing Yuan, Zemin Chen, Yu M Gledenov, M Sedysheva, G Khuukhenkhuu, Nucl Sci Eng 142 (2002)203

28 E A. Davis, F Gabbard, T. W Bonner and R. Bass, The disintegration of B10 and F19 by fast neutrons Nucl. Phys. 27 (1961), p 448.

29 Guohui Zhang, Guoyou Tang, Jinxiang Chen, Songbai Zhang, Zhaomin Shi, Jing Yuan, Zemin Chen, Yu M Gledenov, M Sedysheva, G Khuukhenkhuu, Nucl. Sci Eng 142 (2002) 203

30. H.Bichsel and T.W.Bonner. Phys. Rev. 108, p. 1025.

31 S J.Friesenhahn et al. Intelcom radiation technology report INTEL-RT-7011-001

32 M Parlog, B.Borderie, M.F.Rivet et al Response of CsI(Tl) scintillator over a large range in energy and atomic number of ions NIM, A482 (2002), p.674

33.LN.Trefilova, A.M Kudin, L.V Kovaleva et al. Concentration dependence of the light yield and energy resolution of NaI:Tl and CsI:Tl crystals excited by gamma, soft X-rays and alpha particles. NIM, A486 (2002), p 474.

34 D Horn, G C.Ball, A Galindo-Uribarri et al A model of a tow-component pulse shape of CsI(Tl) Nucl. Instr and Meth, A320, 1992, p.273

35.J.A.Biggerstaff, RL.Becker and M.T.McEHistrem //Nucl. Instr. and Meth., v.10, 1961, p.327.

36 P.Kreutz, A.Kuhmichel, С Pinkenburg et al // Nucl Instr. and Meth., A260, 1987, pp 120-123

37. W Wagner, H.G. Ortlepp, C.-M.Herbach et al. // Preprint of the JINR, E13-97-118, Dubna, 1997.

38 Q Yue, W P Lai, W C.Chang et al Effective dynamic range in measurements with flash analog-to-digital converter NIM, A511 (2003), p 408

39 Хрячков B.A., Семенова H H., Дунаев М В Использование кристаллов Csl(Tl) для регистрации заряженных частиц, сопровождающих деление Отчет ФЭИ Инв №9754 От 29 06 1998

40 L Bardelli, М Bini, G Poggi, N.Taccetti Application of digital sampling techniques to particle identification detectors NIM, A941 (2002), p 244

41 D M С Odell, В S Bushart, L.J Harpring et al. Zero dead time spectroscopy without full charge collection. NIM, A422 (1999), p 363.

42 J F Wild, P A Baisden, R J Dougan et al Light charged particle emission in the spontaneous fission 252Cf 256Fm and 257Fm. Phys Rev , v.32, n.2, p488, 1985

43 С Wagemans, E Alleart, F Caitucolt et al Experimental study of some important characteristics of the thermal neutron induced fission of 237Np Nuclear Physics, A369, n 1, p 1,1981

44 R A Nobles Long range particles from nuclear fission Physical Review, v 126, n4, p 1508, 1962

45 С Wagemans in Particle Emission from Nuclei, v.lll, CRC Press, Boca Ration, FL, 1988

46 S Cosper, J Cerny, R Gatti Long range particles of Z=1 to 4 emitted dunng the spontaneous fission of "5"Cf Phys Rev 154, 1193, 1976

47 WLoveland Alpha particle energy spectrum associated with "'"Cf spontaneous fission Phys Rev C9, 395, 1974

48 D Bucurescu, M Brehui, M Haiduc et al Search for Spontaneous Pion Emission in 252Cf Re\ Roum Phys, T 32, 8, p 849, 1987

49 D Bucurescu, M Brehui, M Haiduc et al Search for Pion Emission in Thermal Neutron Indused Fission of 2Ъи Rev Roum Phys, T 33, 2, p 105, 1988

50 Кузьминов БД, Сергачев АИ, Митрофанов ВФ и др Proceeding of the IX-th International Symposium on the Interaction of Fast Neutrons with Nuclei, Gaussig, p 145, 1982.

51 В В Малиновский, Б Д Кузьминов, Н.Н Семенова, АЭ, 54,209 (1983).

52 А.А Говердовский, Б Д Кузьминов, В Ф Митрофанов, А И Сергачев Энергетический баланс подбарьерного деления ядер in Proceeding of the International Conference "Fiftieth Anniversary of Nuclear Fission", (Leningrad, USSR, 1989), p 360

53 С Coceva, M.Frisoni, M Magnani, A Mengom On the figure of merit in neutron time-of-flight measurements NIM, A489 (2002), p.346

54 S Marrone, D Cano-Ott, N Colonna et al Pulse shape analysis of liquid scintillators for neutron studies NIM, A490 (2002), p.299

55 H Saito, Y Nagashima, T Kurihara, T Hyodo A new positron lifetime spectrometer using a fast digital oscilloscope and BaF2 scintillators NIM, A487 (2002), p 612

56 Komilov N V, Khryachkov V A , Dunaev M V et al Neutron spectroscopy with fast waveform digitizer Preprint FEI - 2930, 2002

57 Komilov N V, Khryachkov V A , Dunaev M V et al Neutron spectroscopy with fast waveform digitizer. NIM, A497, (2003), pp.467-478.

58 Acqtns waveform digitizer DP111, http //www acqiris com

59 M -Ch Lepy, J Plagnard, L Ferreux Study of the response function of a HPGe detector for low-energy X-rays NIM, A505 (2003), p 290

60 R.G.Helmer Modem tools for precise y-ray spectrometry with Ge detectors NIM, A505 (2003), p.297.

61 E.Ideguchi, BCederwall, TBack et al Position sensitivity of segmented planar Ge detector NIM, A496 (2003), p 373.

62 J.P Perez-Moreno, E G San Miguel, J.P Bolivar, J.L Aguado A comprehensive calibration method of Ge detectors for low-level gamma-spectrometry measurements. NIM, A491 (2002), p. 152.

63 Козловский Л К , Томбовцев Д И , Хрячков В А и др Жидко-гелиевая ионизационная камера. Отчет ФЭИ Инв №9830, От 23 12 1998 г

64 V М Piksaikin, L Е Kazakov, S Е Isaev et al Energy dependence of relative abundances and periods of delayed neutrons from neutron-induced fission of 2Ъи, 2WU, in 6- and 8-group model representation Progress in Nuclear Energy V 8, N 1-4 (2002), p 203

65 1 Busch, H Greupner, U Keyser Absolute measurement of the activity

of 222Rn using a

proportional counter NIM, A481 (2002), p 330

66 P С P S Simoes, D.S Covita, J F С A Veloso et al A new method for pulse analysis of dnftless-gas proportional scintillation counters NIM, A505 (2003), p 247

67 J Kiko Noise reduction for proportional counter signals in the GNO solar neutrino experiment NIM, A482 (2002), p 434

Подписано к печати.03.09 2004 г Формат 60x84 1 16. Усл.п.л. 1,4. Уч.-изд.л.3,4.

___Тираж 75экз. Заказ № с28_

Отпечатано в ОНТИ методом прямого репродуцирования с оригинала авторов. 249033, Обнинск Калужской обл.. ФЭИ.

PI 84 4 5

РНБ Русский фонд

2005-4 13689

i i

Содержание диссертации автор исследовательской работы: доктора физико-математических наук, Хрячков, Виталий Алексеевич

Введение

Глава 1. Основные принципы цифровой обработки сигналов.

1.1 История развития цифровых методов обработки сигналов

1.2 Общая схема спектрометрического тракта с оцифровщиком.

1.3 Критерии выбора оцифровщика формы сигнала.

1.4 Программное обеспечение, используемое в цифровой спектрометрии излучений.

1.5 Базовые алгоритмы, используемые для цифровой обработки сигналов.

1.5.1 Разработка модели спектрометра.

1.5.2 Алгоритмы, основанные на Фурье анализе и синтезе.

1.6 Алгоритмы для моделирования работы электронных модулей.

1.6.1 Задержка импульсов.

1.6.2 Быстрый и спектрометрический усилители.

1.6.3 Сумматор сигналов.

1.6.4 Дискриминаторы импульсов.

1.6.5 Время-код преобразование.

1.6.6 Схемы отбора совпадений и антисовпадений.

1.6.7 Амплитудно-цифровой преобразователь.

1.6.8 Одноканальный анализатор.

1.6.9 Преобразователь заряд-код. 63 Основные выводы к главе 1.

Глава 2. Спектрометр осколков деления на базе двойной ионизационной камеры с сетками Фриша.

2.1 Генерация сигналов в импульсной ионизационной камере.

2.2 Конструкция спектрометра.

2.3 Неэффективность сетки Фриша.

2.4 Измерение параметров рабочего газа ИИК.

2.5 Амплитудный дефект.

2.6 Выделение наложенных сигналов.

2.7 Алгоритмы определения энергии, массы и угла вылета осколков деления.

2.8 Измерение удельных ионизационных потерь осколков деления и учет потерь энергии в слое - источнике.

2.9 Апробация метода.

2.9.1 Изучение выходов осколков деления 237Np нейтронами с энергиями 1 и 5 МэВ.

2.9.2 Изучение выходов осколков деления 232Th быстрыми нейтронами.

2.9.3 Изучение выходов осколков деления 238U быстрыми нейтронами.

Введение диссертация по физике, на тему "Методы цифровой спектрометрии ядерных излучений"

Ядерная физика - одна из областей науки, возникшая и наиболее динамично развивающаяся на протяжении последних ста лет. Знания, полученные ядерной физикой, существенно повлияли на мировоззрение человечества, прочно вошли в его повседневную жизнь и во многом определили его политическую историю. Действительно, многие положения квантовой механики, теории ядра и элементарных частиц в корне поменяли философские концепции устройства и развития окружающего мира. На базе знаний, полученных ядерной физикой, были развиты современные технологии, позволившие создать атомные электростанции, средства борьбы со страшными заболеваниями, проводить разведку полезных ископаемых и многое другое.

Система знаний в ядерной физике, как и во всех остальных естественных науках, базируется на эксперименте. Прежде всего, на эксперименте проверяется работоспособность, реальность теоретических моделей, возможность их использования для предсказания свойств ядерных объектов, не поддающихся непосредственному измерению. Кроме того, эксперимент может выявить некоторые особенности, уточняющие и развивающие теорию. Специфика объекта исследования в ядерной физике (малые размеры изучаемых частиц и статистическая природа явлений, происходящих в микромире) породила развитие широкого класса новых экспериментальных методов и приборов, которые сильно отличаются от тех, что использовались в классической физике. На протяжении своей истории техника эволюционировала от визуального счета вспышек, возникающих в сцинтилляторе в опытах Резерфорда, до современных многодетекторных, многомерных, полностью автоматизированных спектрометров, позволяющих получить совокупность характеристик изучаемого процесса в одном эксперименте. Нетрудно проследить корреляцию между появлением принципиально новых методических разработок с крупными успехами ядерной физики в целом. Как правило, срок не более одного года разделяет появление новых типов детекторов или разработку электронных устройств и появление публикаций об экспериментах, выполненных с их использованием. Экспериментаторы в кратчайшие сроки находят сильные стороны той или иной методической разработки и начинают использовать ее для получения информации, недоступной до этого. В качестве примера можно привести появление германиевых детекторов, микроканальных пластин, новых типов сцинтилляторов, амплитудно - цифрового преобразователя, дискриминаторов со следящим порогом, компьютеров и последовавшие за этим эксперименты, принципиально изменившие качество получаемой экспериментальной информации. Не зря практически ни одна крупная конференция, посвященная ядерной физике, не обходится без методической секции.

Однако нельзя не отметить и тот факт, что после бурного развития на протяжении многих лет, начиная с 70-х годов прошлого века, наблюдается некоторый застой в развитии экспериментальных методов ядерной физики. Это выражается в том, что на фоне медленного улучшения качества электронных компонент и выпускаемых детекторов почти нет сообщений о появлении детекторов или электроники нового типа. В наше время для получения новой информации экспериментаторы как правило идут по пути создания дорогих, громоздких, многодетекторных установок, оснащенных огромным количеством электроники. Однако надежность и стабильность существующего на данный момент электронного оборудования ставит на этом пути принципиальный предел. В связи с этим особую актуальность приобретает поиск альтернативных путей, позволяющих получать с большей достоверностью новую физическую информацию от детекторов, уже имеющихся в арсенале экспериментальной ядерной физики.

В настоящей работе представлена деятельность автора по разработке, созданию и испытанию цифровых спектрометров ядерных излучений, алгоритмы обработки цифровых осциллограмм, равно как и опыт эксплуатации этих устройств в реальных физических измерениях.

Актуальность работы.

1. Существует необходимость увеличения снимаемой со спектрометра информации, как о самой частице, так и о процессах, происходящих в детекторе в момент ее регистрации. Данное утверждение тривиально, однако его реализация методами аналоговой электроники весьма проблематична, так как практически все имеющиеся ресурсы уже задействованы. При цифровом способе анализа сигналов появляется возможность использования мощных математических методов, недоступных аналоговой электронике. Это позволяет на новом уровне проводить анализ формы импульса и извлекать из нее дополнительную информацию.

2. Повышение стабильности работы спектрометров. Свойства электронных компонентов, входящих в состав аналоговых спектрометров, меняются в зависимости от условий окружающей среды (температура, влажность, напряжение сети и т.п.) и их возраста. Несмотря на широко развитые системы стабилизации и компенсации проблема остается актуальной практически для любых экспериментов и в особенности для тех из них, в которых число используемых электронных блоков велико. При цифровой обработке сигналов значительная часть работы, выполняемой электронными модулями, передается компьютерным программам. Поэтому стабильность всей системы в целом возрастает.

3. Существует необходимость создания новых алгоритмов для выделения и подавления фоновых событий. В аналоговой электронике были развиты мощные методы подавления фоновых событий. Однако на практике нередко возникает ситуация, когда амплитуды и временные корреляции между импульсами от спектрометра идентичны как для основных, так и для фоновых импульсов. Разница между ними нередко скрывается только в их форме. Определение разницы в длительности сигналов или разницы в структуре сигнала - сложная для аналоговой электроники задача. В то же время методами цифровой обработки сигналов можно выделить фоновые сигналы, детально изучить их отличия от обычных сигналов и создать алгоритм их подавления, наиболее оптимально подходящий для данной экспериментальной установки.

4. Достижение лучшего разрешения спектрометров. Задача улучшения разрешения спектрометра всегда является актуальной. Известны эффекты, которые мешают его улучшению (баллистический дефект, неоптимальная фильтрация сигналов и др.), однако средствами аналоговой электроники это трудно реализовать. Средствами цифровой обработки сигналов можно восстанавливать сигналы и тем самым уменьшать воздействие баллистического дефекта. Кроме того, можно перед началом обработки конкретного сигнала, принимая во внимание особенности его формы, конструировать индивидуальный фильтр, оптимально соответствующий данному сигналу.

5. Задача улучшения функции отклика детектора. Многие детекторы имеют сложную форму функции отклика, что приводит к необходимости проводить сложную процедуру восстановления начального спектра частиц. Так, например, для германиевого детектора у-лучей кроме пиков полного поглощения в спектре присутствуют множество событий, соответствующих комптоновским у-квантам, пики, связанные с утечкой излучений (рентгеновского или аннигиляционного), события, искаженные краевыми и стеночным эффектами. Средствами цифрового анализа формы сигналов можно попытаться выделить разные группы событий и за счет этого упростить функцию отклика спектрометра.

6. Выделение наложенных импульсов. При работе с большими загрузками проблема наложенных импульсов приобретает огромное значение. Наложения способны приводить к просчетам и появлению событий с нереальными значениями амплитуд импульсов. Средствами аналоговой электроники разработаны различные схемы подавления наложенных импульсов. Однако цифровой анализ сигналов дает в руки экспериментатора несравненно большие возможности для поиска наложенных сигналов. Учитывая индивидуальную, для данного детектора, форму сигналов можно значительно повысить загрузочную способность спектрометра.

7. Возможность изучить «предысторию» события. Особенность цифровой регистрации сигналов заключается еще и в том, что экспериментатору доступна для анализа не только область самого сигнала, но и интервал времени, непосредственно предшествующий моменту наступления события. Это, в частности, позволяет изучить особенность поведения нулевой линии до наступления события и учесть эту информацию при обработке данного сигнала. Так, например, при работе со сцингилляционными детекторами, форма сигнала для которых имеет экспоненциальный вид, нередка ситуация, когда исследуемый сигнал находится на «хвосте» предыдущего. Корректный учет этого эффекта позволяет улучшить энергетическое разрешение спектрометра.

8. Обратимость обработки. Нередки случаи, когда из-за ошибки или просто из-за недостатка первичной информации происходит неверный выбор параметров электронных блоков, участвующих в обработке сигналов от детектора. Это может приводить к потере дорогостоящего ускорительного времени, а иногда и к невозможности дальнейшей обработки и интерпретации полученных данных. Это происходит из-за того, что аналоговый процесс обработки данных выполняется непосредственно в течение измерений и необратим. При цифровой обработке сигналов процесс накопления информации и ее обработка разнесены во времени и можно повторять обработку неограниченное количество раз. Кроме того, можно построить такие измерительные системы, в которых параметры для последующих операций определяются непосредственно в процессе обработки. Это позволяет использовать в обработке информацию, которая отсутствует до начала измерений, и за счет этого добиваться более оптимальных характеристик всей системы.

Диссертация состоит из шести глав.

В первой главе описаны основные принципы цифровой обработки сигналов. Обоснована техническая реализуемость данных методов применительно к потребностям экспериментальной ядерной физики. Приведена общая схема цифрового спектрометрического тракта. Рассмотрены особенности программного обеспечения для накопления данных и цифровой обработки сигналов. Описаны основные принципы для выбора частоты и разрядности оцифровщика, а также длины цифрового сигнала в зависимости от конкретной физической задачи, стоящей перед экспериментатором. Приведены алгоритмы, моделирующие принцип работы наиболее распространенных модулей, используемых при аналоговой обработке сигналов.

Во второй главе рассмотрена двойная импульсная ионизационная камера с сетками Фриша, предназначенная для спектрометрии осколков деления. Приведены основные рабочие принципы данного детектора. Описана схема спектрометра и алгоритмы, применяющиеся для извлечения физической информации из формы сигналов. Показано, что цифровая спектрометрия позволяет с большей надежностью, чем для аналоговой обработки, получать энергии, массы и углы вылета для каждого осколка. Приведена методика, позволяющая проводить измерения скорости дрейфа электронов в рабочем газе, следить за диффузией электронов и за вероятностью их захвата на электроотрицательных примесях. Проведены измерения удельных ионизационных потерь для осколков разных энергий и масс. Разработан метод, позволяющий напрямую проводить измерения неэффективности сетки и

Фриша. Предложен алгоритм для комплексной проверки сигналов на присутствие в них наложений. Приведены результаты измерений энерго-массово-угловых распределений осколков деления Th, U и Np при разных энергиях возбуждения.

Глава три содержит описание методики для измерения дважды дифференциальных сечений реакции (п,а) при помощи импульсной ионизационной камеры с сеткой Фриша. Предложена такая конструкция детектора и электроники, при которой мертвое время в основном и мониторном каналах равно при любых загрузках. Показано, что методами цифровой обработки сигналов удается подавить фон от реакций, идущих на компонентах рабочего газа, приблизительно в 30 раз. Дана расшифровка функции отклика детектора при изучении (п,а) реакции на легких ядрах. Приводятся результаты измерений сечения реакции в диапазоне энергий падающих нейтронов от 2.5 до 4.5 МэВ.

В главе 4 описан цифровой спектрометр на базе кристалла CsI(Tl). Описана схема спектрометра и алгоритмы обработки цифровых сигналов. Показано, что при цифровой обработке сигналов с использованием метода наименьших квадратов удается определить вклад и время высвечивания быстрой и медленной компонент, составляющих сцинтилляционную вспышку. Анализ вклада быстрой компоненты позволил достичь в 2-3 раза лучшего разделения частиц по типу, нежели аналоговые методы. Тонкий сцинтилляционный экран был использован в качестве детектора длиннопробежных частиц, возникающих при тройном делении ядер. Удалось провести детальные измерения спектров легких частиц при спонтанном делении СГ и при вынужденном делении 232Th.

Пятая глава посвящена разработке методики цифрового канала регистрации нейтронов при помощи органического сцинтиллятора (стильбена). Созданный спектрометр позволял проводить как амплитудные, так и временные измерения. Показано, что качество сигналов сильно зависит от типа ФЭУ. Метод корреляционного анализа позволил более эффективно осуществлять разделение нейтронов и у-квантов. Предложен метод восстановления насыщенных сигналов, что позволило увеличить динамический диапазон установки. Показано, что данный метод позволяет эффективно работать при пиковых загрузках до 100 МГц. Точность временной отметки составила лучше 1 не.

Шестая глава посвящена использованию цифровых методов регистрации применительно к германиевому детектору, импульсной ионизационной камере без сетки и пропорциональному счетчику. Показано, что использование цифровых методов позволяет увеличить предельную скорость счета у-квантов германиевым детектором. При этом удается выделять наложенные сигналы, разделенные временным интервалом менее 100 не. Предложен метод анализа сигналов от ионизационной камеры без сетки Фриша, при котором удается определять как энергию частиц, так и угол их вылета из мишени. Применение цифровых методов анализа формы сигналов к пропорциональному счетчику позволило осуществлять эффективное разделение нейтронов и у-квантов и значительно подавить стеночный эффект.

Научная новизна: Впервые, для регистрации ядерных излучений, на практике были использованы методы цифровой обработки сигналов. Создан уникальный, цифровой спектрометр осколков деления позволяющий одновременно измерять энергию, массу и угол вылета парных осколков. Впервые, в одном подходе, проведено экспериментальное изучение неэффективности сетки Фриша, поведение удельных ионизационных потерь для осколков различных масс и энергий, поведение скорости дрейфа, диффузии и вероятности прилипания электронов в различных газовых смесях. Впервые цифровой спектрометр был использован при изучении массово- энерго - угловых распределений осколков деления как для спонтанного деления так и для деления быстрыми нейтронами. Впервые были разработаны цифровые методы подавления фонов разной природы, что позволило с высокой надежностью выделить и изучать редкие события деления.

Создан уникальный низкофоновый цифровой спектрометр для изучения (п,а) реакций. Был разработан новый, цифровой метод разделения частиц по месту их возникновения в детекторе, что позволило снизить фон в 30 раз. Был обнаружен и изучен эффект утечки частиц. С использованием спектрометра был получен уникальный набор данных для сечения реакции 10В(п,сс) в диапазоне энергий от 1 до 5.5 МэВ.

Впервые с применением цифровых методов регистрации было проведено прямое изучение времени высвечивания и выходов различных компонент в сцинтилляционной вспышке кристалла CsI(Tl). Для этого кристалла был разработан оригинальный метод разделения частиц по типу основанный на выделении вклада быстрой компоненты математическими методами. Для параметра разделения получено в 2-3 раза лучшее разрешение чем достигнутое аналоговыми методами.

Апробация работы:

Результаты, используемые в работе, были доложены на Международных конференциях: Ленинград 1989, Mich 1991, Lodz 1992, Smolenice 1993, Gatlinburg 1994, Trieste 1997, Casta-Papiernicka 1998, Международных семинарах в Дубне (ISINN) 1994, 1995, 1996, 1997, 1998, 1999, 2000, 2002, 2003, Обнинске 1998, 2000, 2003.

Результаты опубликованы в журналах, трудах конференций, периодических изданиях МАГАТЭ и препринтах института [49, 55, 56, 66, 68, 75, 79, 81, 82, 83, 111, 122-126, 130,142, 143, 145, 148, 150, 196-198, 241, 242, 260, 266-303].

Личный вклад автора:

При непосредственном участии автора: 1) Спроектированы и изготовлены несколько детекторов на основе ионизационных камер. 2) Разработаны алгоритмы и написана библиотека подпрограмм на Фортране для цифровой обработки сигналов от детекторов ядерных излучений. 3) Проведены тестовые измерения на спектрометре осколков деления, спектрометре а-частиц, спектрометре для изучения тройного деления, сцинтилляционных детекторах на основе CsI(Tl) и стильбена и пропорциональном счетчике. 4) Проведены измерения массово — энерго —

О"?® угловых распределений осколков деления для Cf(sf), U(n,f), Th(n,f), 237Np(n,f). Измерены выходы тройного деления для 252Cf(sf) и 232Th(n,f). Проведены измерения полного сечения реакции 10В(п,а) для нейтронов в диапазоне энергий от 0.9 до 5.5 МэВ. 5) Изучены люминесцентные свойства кристалла CsI(Tl). 6) Разработан спектрометр быстрых нейтронов на базе кристалла стильбена и оцифровщика формы импульсов.

На защиту выносятся:

1. Разработанный спектрометр осколков деления на базе двойной ионизационной камеры с сетками Фриша и оцифровщика формы импульсов.

2. Методика получения информации об энергиях, массах и углах вылета осколков из цифровых сигналов, снимаемых с двойной ионизационной камеры с сетками Фриша.

3. Методика прямого измерения неэффективности сетки Фриша и внесения соответствующей поправки в форму анодного сигнала.

4. Метод оперативного измерения основных свойств рабочего газа импульсной ионизационной камеры.

5. Метод измерения удельных ионизационных потерь для осколков деления различных масс и энергий.

6. Метод обнаружения наложенных сигналов для ионизационной камеры со слоем, обладающим большой собственной а-активностью.

7. Разработанный спектрометр для изучения дважды дифференциальных сечений (п,а) реакции на базе двойной ионизационной камеры с сетками Фриша и оцифровщика формы импульсов.

8. Метод подавления фона от частиц, рождающихся на компонентах рабочего газа.

9. Метод определения люминесцентных свойств неорганических сцинтилляторов.

Ю.Метод разделения частиц по типу в сцинтилляторе CsI(Tl).

11. Разработанный спектрометр продуктов тройного деления на базе двойной ионизационной камеры с сетками Фриша, сцинтилляционного экрана из CsI(Tl) и оцифровщика формы импульсов.

12.Метод получения информации об энергии, времени появления и типе частицы из оцифрованных сигналов от органического сцинтиллятора.

13.Метод измерения энергии и угла вылета частиц го оцифрованных сигналов от ионизационной камеры без сетки.

14. Метод цифрового выделения близких наложений сигналов применительно к германиевому детектору у-лучей.

15.Метод спектрометрии нейтронов и выделения фона у-квантов путем анализа цифровых сигналов от пропорционального счетчика.

16.Разработанная библиотека цифровых алгоритмов для эмуляции работы наиболее распространенных в экспериментальной ядерной физике электронных модулей.

Заключение диссертации по теме "Приборы и методы экспериментальной физики"

Основные результаты настоящей работы сводятся к следующему.

1. Показаны основные преимущества цифрового метода обработки сигналов по сравнению с аналоговым. Обоснована возможность создания цифровых спектрометров при современном уровне развития вычислительной техники и устройств дискретизации аналоговых сигналов. Сформулированы основные критерии, необходимые для правильного подбора оцифровщика. Показана общая схема цифрового спектрометрического тракта. Рассмотрены особенности программного обеспечения, используемого для накопления информации и для обработки цифровых сигналов. Разработана библиотека алгоритмов, позволяющих программным путем воспроизвести работу наиболее часто применяемых электронных модулей.

2. Разработан цифровой спектрометр на базе двойной ионизационной камеры с сетками Фриша и оцифровщика формы импульсов для спектрометрии осколков деления. Создано программное обеспечение, позволяющее из анализа цифровых сигналов, поступающих от спектрометра, восстанавливать кинетические энергии, массы и углы вылета осколков. Разработана методика экспериментального определения неэффективности сетки Фриша и введения соответствующей поправки в форму анодного сигнала.

3. Создана методика, позволяющая проводить измерения удельных ионизационных потерь для осколков деления с фиксированными массами и кинетическими энергиями. Полученный набор данных позволил уточнить существующие полуэмпирические выражения для эффективного заряда осколков и предложить методику более адекватного учета энергии, потерянной осколком в слое. Разработана методика, позволяющая из анализа формы сигналов с разных электродов камеры измерять скорость дрейфа электронов в рабочем газе, масштаб искажений электронного облака, обусловленный диффузией и определять среднее время жизни электронов в газе до их захвата электроотрицательными примесями. Предложен метод комплексного анализа формы анодных сигналов для выявления наложенных сигналов. Исследованы характеристики спектрометра и показано, что разрешение по энергии для осколков деления составило 0.5 МэВ, разрешение по массе — 1 а.е.м., разрешение по косинусу угла вылета 0.06. Спектрометр прекрасно проявил себя при длительных измерениях, выполненных на ускорителях ГНЦ РФ ФЭИ. С его помощью были изучены выходы осколков деления 233Th, 239U и 238Np при разных энергий возбуждения. Высокая достоверность получаемых результатов позволила обнаружить новое явление холодного распада нагретого ядра.

4. Разработан цифровой спектрометр, базирующийся на ионизационной камере с сеткой Фриша и плоскопараллельной камере, для изучения дважды дифференциальных сечений (п,а) реакций. Особенностью данного спектрометра является то, что мертвое время для канала регистрации a-частиц и мониторного канала абсолютно одинаково. Предложен метод, основанный на анализе формы импульсов от ионизационной камеры, позволяющий в 30 раз снизить влияние фона от частиц, рождающихся под действием быстрых нейтронов на различных компонентах рабочего газа. Была объяснена функция отклика спектрометра, возникающая при изучении (п,а) реакции на легких ядрах. На базе ускорительного комплекса IRMM (Гиль, Бельгия) было проведено детальное изучение дважды дифференциального сечения реакции 10B(n,a)7Li. Полученные данные были приняты разработчиками библиотеки ENDF для создания новой оценки поведения сечения этой реакции.

5. Создан цифровой спектрометр для регистрации заряженных частиц на основе сцинтиллятора CsI(Tl). Создана методика анализа сцинтилляционных импульсов путем разложения их на составляющие экспоненты. Показано, что данный метод эффективен при изучении дюминисцентных свойств неорганических сцинтилдяторов. Были найдены вклады и средние времена высвечивания для быстрой и медленной компонент, составляющих сцинтилляционную вспышку CsI(Tl). Показано, что использование вклада быстрой компоненты как критерия разделения частиц по типу приводит к 1.5-2 раза лучшему чем для аналоговых методов разрешению. Полученный опыт был использован для создания спектрометра продуктов тройного деления ядер. Детектором осколков деления служила двойная ионизационная камера с сетками Фриша. Тонкий сцинтилляционный экран использовался для регистрации длиннопробежных частиц. Испытания спектрометра, проведенные для спонтанного тройного деления 252Cf, показали, что его рабочие характеристики позволяют с высокой точностью измерять выходы длиннопробежных частиц разного типа. С помощью данного спектрометра были выполнены измерения вероятности тройного деления Th под действием быстрых нейтронов.

6. Разработан алгоритм, основанный на корреляционном анализе цифровых сигналов от органического сцинтиллятора, позволяющий определять энергию и время появления нейтронов, а также эффективно разделять нейтроны и у-кванты. Показано, что достигнутое энергетическое разрешение не уступает аналоговому методу. Точность временной отметки составила лучше 1 не. Предложенный метод разделения частиц по типу обладает в 1.5 лучшей чувствительностью, чем аналоговый. Показано, что цифровой спектрометр способен работать при пиковых загрузках до 108 событий./с.

7. Разработана методика обработки цифровых сигналов от германиевого детектора. Показано, что данный метод способен регистрировать наложенные сигналы, разница во времени наступления которых превышает 100 не. Предложен метод определения энергии у-квантов, основанный на численном интегрировании токового сигнала. Показано, что можно работать при значительно более высоких загрузках с незначительным ухудшением энергетического разрешения.

8. Разработана методика обработки цифровых сигналов от ионизационной камеры без сетки, которая позволяет получать информацию как об энергии, так и угле вылета регистрируемой частицы. Показано, что несмотря на худшее, чем для камеры с сеткой энергетическое разрешение, данный тип спектрометра может быть эффективно использован для регистрации осколков деления миниатюрными камерами или камерами с большой поверхностью образца.

9. Разработана методика цифровой обработки сигналов от пропорционального счетчика. Показано, что обрабатывая цифровые сигналы, можно получать энергетическое разрешение не хуже, чем при аналоговой обработке. Анализ формы сигналов позволяет осуществлять отбор наложенных импульсов, разделять события, порожденные нейтронами и у-квантами, и заметно снизить влияние стеночного эффекта.

Все описанные в диссертации разработки выполнены лично автором и раннее в исследованиях не использовались.

Выражаю искреннюю благодарность сотрудникам, с которыми проведены эти исследования Семеновой Н.Н., Дунаеву М.В., Дунаевой И.В., Сергачеву А.И., Тараско М.З.

Хочу поблагодарить Кетлерова В.В., Митрофанова В.Ф., Фомичева А.Н. за большую помощь в создании экспериментальных установок.

Я признателен коллегам из Института Стандартных Материалов и Измерений (Бельгия), вместе с которыми были выполнены измерения сечения реакции 10B(n,a): Dr. G.Georginis, Mr. H.Bax и группе обслуживания ускорителя. Взаимная поддержка и плодотворные дискуссии были крайне полезны при постановке и проведении эксперимента.

Благодарю всех сотрудников отдела ускорителей ГНЦ РФ ФЭИ за помощь при проведении экспериментов и за обеспечение необходимых режимов работы ускорителей.

Хочу поблагодарить Др. Корнилова Н.В., Кагаленко А.Б. и Деменкова В.Г. за неоценимую помощь в работе по спектрометрии нейтронов.

Искренне признателен Проф. Кузьминову Б.Д., Проф. Игнатюку А.В., Др. Говердовскому А.А., Др. Гурбичу А.Ф., Dr. Hambsch F.-J. за плодотворные дискуссии, во многом определившие направление исследований.

Хочу отметить внимание и помощь со стороны многих сотрудников отдела экспериментальной физики, теоретического отдела и других подразделений института, благодарю всех.

заключение

Список источников диссертации и автореферата по физике, доктора физико-математических наук, Хрячков, Виталий Алексеевич, Обнинск

1. MCalvetti et al. NIM, 176(1980), p255.

2. B.Hallgren and H.Verweij. New dewelopment in time and pulse height digitizers. IEEE Trans. On Nuclear Science. V.NS-27, N. 1,1980, p.333.

3. W.Farr, R.-D.heuer, A.Wagner. Readour of drift chamber with a 100 MHz fast ADC system. ШЕЕ Trans. On Nuclear Science. V.NS-30, N.l, 1983, p.95.

4. P.Bosk, J.Heintze, T.Kunst, et al. Drift chamber readout with flash ADCs. NIM, A242(1986), p.237.

5. R.Aleksan et al. Pulse shape discrimination with a 100 MHz flash ADC system. NIM, A237(1988), p.303.

6. CAMAC Updated Speecifications. Report No.EUR 8500en (Office for Official Publications of the European Communities, Luxembourg, 1983).

7. Официальный сайт компании ЮМ. http://www.ibm.eom//ru.

8. Официальный сайт компании Intel http://www.intel.com.//ru9. http://www.acqiris.com/Pictures/Products/10. http://www.trirep.com/analogic.htm.

9. P.W.Cattaneo. The anti-aliasing requirements for amplitude measurements in sampled systems. NIM, A481 (2002), p.632.

10. Steven W.Smith. The scientist and engineer's guide to digital signal processing. California technical publishing. 1999.

11. R.V.Ribas. A camac data acquisition system based on PC-Linux. NIM, A483 (2002), p. 830.

12. J.Treis, P.Fischer, H.Kruger et al. A modular PC based silicon microstrip beam telescope with high speed data acquisition. NIM, A490 (2002), p. 112.

13. Д.Ван Тассел. Стиль, разработка, эффективность, отладка и испытание программ. Москва, Мир, 1985.

14. Т.Уорд и Э.Бромхед. Фортран и искусство программирования персональных ЭВМ. Москва, Радио и связь, 1993.

15. Щ.В.Бартеньев. Фортран для профессионалов. Математическая библиотека IMSL. Т. 1 -3. Москва, Диалог МИФИ, 2001.

16. Numerical Recipes Example Book (Fortran). William T.Vetterling, Saul A.Teukolsky, William H.Press and Brian P.Flannery. Cambridge, Cambridge University Press, 1987.

17. Ю.Рыжиков. Программирование на Фортране PowerStation для инженеров. Корона принт, Санкт-Питербург, 1999.

18. М.М.Джрбашян. Интегральные преобразования и представления функций в комплексной области. Наука, 1966.

19. Н.Винер, Р.Пэли. Преобразование Фурье в комплексной области. Наука, 1964.

20. Г.Корн, Т.Корн. Справочник по математике для научных работников и инженеров. Наука, 1973.

21. В.А.Кисель. Аналоговые и цифровые корректоры. Радио и связь, 1986.

22. Р.В.Хемминг. Цифровые фильтры. Советское радио, 1980.

23. Л.М.Гольденберг, Б.Д.Матюшкин, М.Н.Поляк. Цифровая обработка сигналов. Радио и связь, 1990.

24. И.А.Мизин, А.А.Матвеев. Цифровые фильтры. Связь, 1979.

25. А.Б.Сергиенко. Цифровая обработка сигналов. Издательский дом «Питер», 2002.

26. A.Geraci,G.Ripamonti, APullia. An automatic initialization procedure for real-time digital radiation spectrometry. NIM, A403(1998),pp.455-464.

27. E.Gatti, A.Geraci, G.Ripamonti. Optimum filter from experimentally measured noise in high resolution nuclear spectroscopy. NIM, A417(1998), pp.131-136.

28. P.ARizzo. Reduction of ENC in presence of a series inductor, an ideal transformer and a finite-width filter. NIM, A403 (1998), pp.465-471.

29. E.Gatti, A.Geraci, C.Guazzoni. Multiple read-out of signals in presence of arbitrary noises optimum filters. NIM, A417, (1998), pp.342-353.

30. A.Pullia. Impact of non-white noises in pulse amplitude measurements a time-domain approach. NIM, A405 (1998), pp.121-125.

31. V.Raghavendra Reddy, Ajay Gupta, T.Goverdhan Reddy et al. Correlation techniques for the improvement of signal-to-noise ratio in measurements with stochastic processes. NIM, A501 (2003), p.559.

32. S.Riboldi, A.Geraci, E.Gatti, G.Ripamonti. A new digital auto-tracking pole-zero compensation technique for high-resolution spectroscopy. NIM, A482 (2002), p.475.

33. V.Arandjelovic, A.Koturovic, R.Vukanovic. A generalization of preset count moving average algorithm for digital rate meters. NIM, A481 (2002), p.769.

34. V.T.Gordanov. Real time digital pulse shaper with variable weighting function. NIM, A505 (2003), p.347.

35. M.Streun, G.Brandenburg, FLLarue et al. Coincidence detection by digital processing of free-running sampled pulses. NIM, A487 (2002), p.530.

36. P.W.Cattaneo. Optimal measurement of signal over noise ratio with constrained filter transfer functions. NIM, A480 (2002), p.726.

37. Е.Ковальский. Ядерная электроника. Атомиздат, Москва, 1972.

38. А-ПЦитович. Ядерная электроника. Энергоатомиздат, Москва, 1984.

39. Х.Шмидт. Измерительная электроника в ядерной физике. Мир, Москва, 1989.

40. M.K.Khamzin, J.D.Valentine. Discriminator amplitude walk correction in gamma-ray coincidence experiments using list-mode time-sampling data acquisition. NIM, A505 (2003), p.358.

41. Канцеров В.А., Стригин В.Б. Широкодиапазонный преобразователь заряд код. ПТЭ, 1987.N3. с.80-84.44. http://www.greenstar.ru/sbs-50m.htm

42. Oed A., Geltenbort P., Gonnenwein F. NIM, 1983, v.205, р.455.

43. Bosquet J.P., Brissot R., Faust R. A large ionization chamber for fission fragment nuclear charge identification at the LOHENGRIN spectrometer. NIM, 1988, v.A267, p.466.

44. Зайдель В., Зодан X., Лукьянов С.М. ПТЭ, 1983, №4, с.52.

45. F.-J.Hambsch, F.Tovesson, S.Oberstedt, et al. First measurement of the 233Pa fission cross section. In Proceeding of X International Seminar on Interaction of Neutrons with Nuclei, p.202 (Dubna, 2002).

46. A.A.Goverdovski, V.A,Khryachkov, V.V.Ketlerov et al. Proc. Int. Conf. On Nucl. Data for Science and Technology Trieste, Italy, May 19-24, 1997,v. 1, p. 676-678.

47. F.-J.Hambsch, P.Siegler, J. van Aarle and R. Vogt. New results on the reactions 237Np(n,f) and 252Cf(sf). In Proceeding of in International Seminar on Interaction of Neutrons with Nuclei, p.299 (Dubna, 1995).

48. M.S.Samant, R.P.Anand, R.K.Choudhury et al. Prescission neutron emission in 235U(nth,f) throat fragment-neutron angular correlation studies. Physical review C, v.51, -№6,р.3127, 1995.

49. H.-H. Knitter, F.-J.Hambsch and C.Budtz-Jorgensen. Nuclear mass and charge distributions in the cold region of spontaneous fission of 252Cf. Nuclear Physics, A536 (1992), p.221.

50. C.Wagemans and O.Serot. In Proceeding of II International Workshop "Nuclear Fission and Fission-product Spectroscopy", p.299, Seyssins, France, 1988.

51. A.Straede, Neutron induced fission of 235U. // Ph.D. thesis, Geel, Belgium, 1985.

52. Говердовский А.А. Хрячков В.А. Кузьминов Б.Д. и др. Свойства осколков и долинная структура барьера деления U. Ядерная физика, т. 56, вып. 12, с. 40, 1993.

53. Э.Сегре. Экспериментальная ядерная физика. Москва, Иностранная литература, т1, 1955.

54. Б.Росси, Г.Штауб. Ионизационные камеры и счетчики. Москва, Иностранная литература, 1951.

55. В.Векслер, Л.Грошев, Б.Исаев. Ионизационные методы исследования излучений. Москва, Издательство технико-теоретической литературы, 1950.

56. Ободовский И.М. Преобразование энергии ионизирующего излучения в веществе. Энергоиздат. 1981.

57. Flerov G.N., Petijak К.A. Phys.Rev., 1940, v.58, p.89.

58. Дерменджиев Е., Пантелеев Ц. Сообщение ОИЯИ РЗ-50816 Дубна, 1970.

59. Бочагов Б.А., Фадеев В.И. Приборы и техника эксперимента, 1964, №1, с.84.

60. Quade U., Rudolph К., Siegert G. Nucl. Instruments and Methods, 1979, v. 164, p.435.

61. C.Budtz-Jorgensen, H.-H.Knitter et al. A twin ionization chamber for fission fragment detection. Nucl.Instrum. and Meth., A158(1987), pp.209-220.

62. Хрячков В.А. Спектрометр тяжелых и легких заряженных частиц на основе двойной ионизационной камеры с сетками Фриша. Кандидатская диссертация. Обнинск, 1993.

63. N.Ito, M.Baba, F.Huang et al. Measurement of neutron induced proton and a-particle production cross-section using gridded ionization chamber. JAERI-M 92-027(1992), p.257.

64. Tang Guoyou, Bai Xinhua, Shi Zhaomin et al. Measurement of angular distribution and cross section for 58Ni(n,tx)55Fe reaction at 5.1 MeV. In Proceeding of П International Seminar on Interaction of Neutrons with Nuclei, p.253 (Dubna, 1994).

65. U. Fano. Phys. Rev. 72, 26, 1947.

66. W.R.Leo. Techniques for nuclear and particle physics experiments. Germany, Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 1987.

67. Yu.N.Kopach, MMutterer, P. Singer et al. Neutron emission from light charged particles in ternary fission of 252Cf. In Proceeding of VI International Seminar on Interaction of Neutrons with Nuclei, p.267 (Dubna, 1998).

68. Gledenov Yu.M.t Sedysheva M.V., Zhang Xuemei et al. Measurements of the 39K(n,a)36Cl and 40Ca(n,a)37Ar cross section at En=4.5-6.5 MeV. In Proceeding of VIII International Seminar on Interaction of Neutrons with Nuclei, p. 173, (Dubna, 2000).

69. Хрячков B.A., Кузьминов Б.Д. Семенова Н.Н. и др. Методика измерений энергий и углов вылета осколков деления на базе двойной ионизационной камеры с сетками. Материалы конференции "Деление ядер-50 лет", Ленинград, 1989, с.454.

70. O.Bunemann, T.E.Cranshaw, and J.A.Harvey. Design of Grided ionization chamber. Can.J.Res., A27, p. 191 (1949).

71. LeCroy 1997 Research instrumentation products catalog, p.273.78. http://www.lecroy.com

72. Хрячков B.A., Говердовский A.A. Кузьминов Б.Д. Холодная фрагментация урана тепловыми и быстрыми нейтронами. Ядерная физика 1991, т.53, в.З с. 621.

73. P.Siegler, F.-J. Hambsch, J.P.Teobald. Measurement of mass and kinetic energy distributions of fission fragments from the reaction 237Np(n,f). In Proceeding of II International Seminar on Interaction of Neutrons with Nuclei, p.259 (Dubna, 1994).

74. Khryachkov V.A., Ketlerov V.V., Semenova N.N. Method of Frisch grid inefficiency measurement. In Proceeding of III International Seminar on Interaction of Neutrons with Nuclei, p.205 (Dubna, 1995).

75. Khriatchkov V.A., Goverdovski A.A., Ketlerov V.V. Direct experimental determination of Frisch grid inefficiency in ionization chamber. NIM A394 (1997), pp.261-264.

76. Хрячков B.A., Говердовский A.A., Кетлеров B.B. и др. Особенности спектрометрии заряженных частиц ионизационной камерой с сеткой на пучках быстрых нейтронов. Ядерная физика т. 57, вып. 7, с. 1221, 1994 г.

77. M.Hohlmann, C.Padilla, N.Tesch, M.Titov. Aging phenomena in gaseous detectors -perspectives from the 2001 workshop. NIM, A494 (2002) p. 179.

78. Jean-Marie В., V.Lepeltier and D.L'Hote // Nucl. Instr. and Meth. A159 (1979), p.213.

79. English W.N. and Hanna G.C. // Can. J. Phys. 31,769 (1953).

80. Kuhmichel A. // Nucl. Instr. and Meth. New developments in high precision, high particle density tracking with time projection chambers. A360 (1995), pp.52-56.

81. Anna Peisert and Fabio Sauli // Drift and diffusion of electrons in gases: a compilation. CERN 84-80, Geneva, 1984.

82. P.Bock, J.Heintze, T.Kunst et al. // Drift chamber readout with flash ADCs : I. Time and spatial resolution. Nucl. Instr. and Meth. A242 (1986), p.237.

83. Барабаш А.И. и др. Жидкостная импульсная ионизационная камера наполняемая Хе, Аг и СН4. Препринт ОИЯИ, П-0341,1984.

84. S.B.Kaufman et al. A calibration procedure for the response of silicon barrier detectors to heavy ions. Nucl. Instr. and Meth. Al 15 (1974), p.47.

85. G.Simon, J.Trochon, F.Brisard et al. Pulse Height defect in an ionisation chamber investigation by cold fission measurements. Nucl. Instr. and Meth. A286 (1990), p.220.

86. F. -J. Hambsch, J. Van Aarle and R. Vogt. Is there a pulse height defect for methane?, Nucl. Instr. and Meth. A361 (1995), p. 257

87. E.L.Haines and A.Bruce Whitehead. Rev.Sci. Instr. V.37, p. 190,1966.

88. S.B.Kaufman et al. Nucl. Instr. and Meth. A286, №3, (1990), p.454.

89. Lindhard J., Scarff M., Schiott H.E. Math. Fys. Medd. Danske VitL Selskab., 1963, v.13, p.67.

90. Lindhard J., Nielsen V., Scarff M. and Thomsen P.V. Math. Fys. Medd. Danske Vid. Selskab., 1963, v. 10, p.67.

91. Lindhard J., Scarff M., Schiott H.E. Math. Fys. Medd. Danske Vid. Selskab., 1963, v. 14, p.33.

92. Немец О.Ф., Гофман Ю.В. Справочник по ядерной физике. Киев, Наукова думка, 1975.

93. Piter Siegler. Untersuchung der neutroneninduzierten spaltung von 237Np. Ph.D. thesis, Darmstadt, Germany, 1994.

94. How to perform photon counting using photomultiplier tubes, Hamamatsu, Technical Information, No. ЕТ-06/Feb 1990.

95. The Large Hadron Collider, the LHC study Group, CERN/AC/95-05(LHC), 1995.

96. ATLAS calorimeter Performance Volume, CERN/LHCC 96^0, ATLAS TDR1, 12/1996.

97. EG&G ORTEC 1995, modular pulse-processing electronics and semiconductor radiation detectors. P.99, Description of amplifier 572.

98. F.Descamps. Resolving pile up with a real-timing processor for delay line detectors. NIM, A508 (2003), p.440.

99. KM.Langen, P.J.Binns, AJ.Lennox et al. Pileup correction of microdosimetric spectra. NIM, A484 (2002), p.595.

100. L.Dematte. F.-J.Hambsch, H.Bax. Discrimination of pile up in fission fragment detection experiment. NIM, A480 (2002), p.706.

101. А.Д.Антонов, Ю.М.Гляденов, Н.И.Квиткова и др. Методика идентификации низкоэнергелгичных частиц на основе ионизационной камеры с двумя сетками. Препринт ОИЯИ Ш-86-344.

102. Bonn Е.М., Lerche R.A., Long А.В. et al. Mass resolution in fission fragment double kinetic energy measurements. Nucl. Instr. and Meth. A109, (1973), p.605.

103. F.Vives. Measurement the properties of fission fragments from 238U(n,f) reaction by neutrons with energy up to 5.8 MeV. Ph.D. Thesis, Geel, Belgium, 1998.

104. Говердовский А.А., Хрячков В.А., Митрофанов В.Ф. Массово-угловые корреляции осколков деления урана. ЯФ 1995, т.58, №2, с. 230.

105. F.Vives, F.-J. Hambsch, G.Barreau et al. Investigation of the 238U(n,f)- process below and above the threshold in the fission cross section. Proc. Int. Conf. On Nucl. Data for Science and Technology Trieste, Italy, May 19-24,1997,v. 1, p. 479.

106. Thrrel J. Phys. Rev. 1962, v. 127, p.880.

107. Ю.П.Гангрский, Б.Н.Марков, В.П.Перелыгин. Регистрация и спектрометрия осколков деления.// Энергоиздат, Москва, 1981, с. 25.

108. С.В. Стародубцев, А.М. Романов. Прохождение заряженных частиц через вещество. // Из-во АН Уз.ССР, Ташкент, 1962.

109. N.Lassen. Phys. Rev., 1949, V.75, р 1762.

110. Ф.Насыров, А.А.Ростовцев, Ю.И.Ильин, С.В.Линев. // Атомная энергия. 1965 Т. 19, в.З, с.244.

111. P.Benetti, A.Borio di Tigliole, E.Calligarich et al. Measurement of fission fragments energy loss. NIM, A491 (2002), p.272.

112. Biswas, D.C., M.H.Rao and R.K.Choudhuiy. // Nucl. Instr. and Meth., 1991, V. B53, p. 251.

113. Н.Бор. Прохождение атомных частиц через вещество. //Изд-во Иностр. Лит., Москва, 1950.

114. Рыков В.А., Дьяченко П.П. Атомная энергия, 1997, т.83, вып.4, с.266.

115. Говердовский А.А., Хрячков В.А., Кетлеров В.В. и др. Температурные эффекты в спектрах предразрывных деформаций осколков деления 238Np. ЯФ 1997, т. 60, №9, с. 1586.

116. Говердовский А.А., Хрячков В.А., Кетлеров В.В. и др. Изучение процесса деления нептуния под действием быстрых нейтронов. Отчет ФЭИ Инв. №9732 От 5.05.1998.

117. Говердовский А.А., Хрячков В.А., Кетлеров В.В. и др. Холодное деление нептуния: роль неспаренного протона. ЯФ 1999, т.62, №6, с. 965.

118. Говердовский А А., Хрячков В. А, Кетлеров В.В. и др. Наблюдение истинно холодной фрагментации тяжелого ядра. Письма в ЖЭТФ, 1998, т.67, вып. 10, с.752.

119. Khriatchkov V.A., Dunaev M.V., Dunaeva I.V., et al. Fission Fragment Mass-Energy Distribution at 1.2 MeV and 5 MeV Neutron Induced Fission of 232Th. IPPE Nuclear Physics Department, Annual Report 2000, pp. 11-13.

120. Н.П.Дьяченко, Б.Д.Кузьминов, В.Ф.Митрофанов и др. // 4-я конференция по нейтронной физике, Киев, 1977, т.З, с. 171.

121. F.Vives, F.-J.Hambsch, S.Oberstedt et al. Neutron indused fission of 238U at incident neutron energies from 1.2 to 5.8 MeV. Proc. Int. Conf.Nuclear fission and fission-product spectroscopy, Seyssins, France, 1998, pp.435-442.

122. U.Quade, ICRudolph, S.Skorka et al., Nucl. Phys, A487,l (1988).

123. V.AKhiyachkov, A.A.Goverdovskiy, B.D.Kuz'minov et al., Cold fragmentation of uranium by thermal and fast neutrons. Sov.J.Nucl.Phys.53. 387(1991).

124. Thomas T.D., Gibson W.M. and SafFord G.J. in Proc. Symp. Physics and Chemistry of Fissioa Vol.1, IAEA, Vena, 1966,467.

125. Guohui Zhang, Guoyou Tang, Jinxiang Chen et al. Differential cross-section measurement for the 6Li(n,t)4He reaction at 3.67 and 4.42 MeV. NSE, 134, p.312,2000.

126. Fletcher Gabbard, H.Bichsel and T.W. Bonner. The disintegration of nitrogen by fast neutrons. NP, 14,(1959/60), p.277.

127. C.Wagemans, R.Bieber, P.Geltenbort et al. Determination of (n,p) and (n,a) cross-section of relevance to primordial and stellar nucleosynthesis. In conference proceedings "Nuclear data for science and technology", v.59, p. 1568, Trieste, 1997.

128. A.Brusegan, A.Crametz, E.Macavero et al. Total neutron cross-section of ,0B. In conference proceedings "Nuclear data for science and technology", v.59, p. 1283, Trieste, 1997.

129. S.V.Chuvaev, A.A.Filatenkov, V.A. Jakovlev et al. Measurement and analysis of the (n,p), (n,a), (n,2n) and (n,np) reaction cross-section of 59Cr and 58Ni. In conference proceedings "Nuclear data for science and technology", v.59, p.595, Trieste, 1997.

130. R.C.Haight, F.B.Bateman, S.M.Sterbenz et al. The 58,60Ni(iyax) reaction from threshold to 50 MeV. In conference proceedings "Nuclear data for science and technology", v.59, p.603, Trieste, 1997.

131. L.W.Weston and J.RTodd. Measurement of the 10B(n,a0)/ 10B(n,ay) ratio versus neutron energy. NSE, 109,p.ll3,1991.

132. A.Gopfert, F.J.Hambsch, H.Bax. A twin ionization chamber setup as detector for light charged particles with energy around 1 MeV applied to the ,0B( n,a)7Li reaction. NIM, A441, p.438,2000.

133. T.Sanami, M.Baba, K.Saito et al. Measurements of (n,xa) cross-section using gaseous sample and gridded ionization chamber. In conference proceedings "Nuclear data for science and technology", v.59, p.616, Trieste, 1997.

134. G.Georginis and V.Khriatchkov. Charged-particle spectrometry for (n,a) reactions using PCI wave-form digitizers. IRMM report, GE/R/NP/05/2000, Geel, Belgium.

135. A.Goverdovskii, V.Khriatchkov, V.Mitrofanov et al. The study of (n,a) reaction in gaseous and solid targets using of ionization technique. Proc. int. Conf., Lodz, June 1992.

136. Говердовский А.А., Хрячков В.А., Грудзевич O.T. и др. Наблюдение низколежащего состояния серы в реакции 38Ar(n,a)35S ниже кулоновского барьера. Ядерная физика 1993, т. 56, в.6, с. 16-22.

137. Gledenov Yu.M., Sedysheva M.V., Sedyshev P.V. et al. Investigation of the ^Znfoa^Ni reaction cross-section in the 5.0-6.75 MeV neutron energy range. In Proceeding of IX International Seminar on Interaction of Neutrons with Nuclei, p.372 (Dubna, 2001).

138. Кетлеров B.B., Хрячков B.A., Говердовский A.A. и др. Измерение сечения реакции 58Ni(n,a)55Fe. ВАНТ: ЯК В1,1996, с. 121-128.

139. C.Budtz-Jorgersen and Н.-Н. Knitter, NSE, 86, p. 10,1984.

140. C.Budtz-Jorgersen and H.-H. Knitter, NIM, A223, p.295, 1984.

141. Goverdovsky A.A., Khriatchkov V.A., Ketlerov V.V. et al. (n,a) reaction studies using a gridded ionization chamber. Proc. Int. Conf. On nucl. Data for Science and Technology Gatlinburg, USA, May 9-13,1994, v. 1, p. 117.

142. И.С.Григорьев, Е.З.Мейлихов. Физические величины. Справочник. Энергоатомиздат, Москва, 1991.

143. Atam P.Arya. Fundamentals of Nuclear Physics. Allyn and Bacon press. Boston. 1968.

144. R.L. Macklin and J.H. Gibbons, Phys. Rev. 140 В (1965) 324.

145. R.L. Macklin and J.H. Gibbons, Phys. Rev. 165 (1968) 1147.

146. L.W. Weston and J.H. Todd, Nucl. Sci. Eng. 109 (1991) 113.156. http://www.ortec-online.com/detectors/chargedparticle/525.htm.

147. N. Ito, M. Baba, S. Matsuyama, I. Matsuyama, N. Hirakawa, Nucl. Instr. and Meth. A 337(1994)474.

148. Guohui Zhang, Guoyou Tang, Jinxiang Chen, Songbai Zhang, Zhaomin Shi, Jing Yuan, Zemin Chen, Yu.M. Gledenov, M. Sedysheva, G. Khuukhenkhuu, Nucl. Sci. Eng. 1422002)203.

149. H.-H. Knitter, C. Budtz-Jergensen, D.L. Smith and D. Marietta, Nucl. Sci. Eng. 83 (1983) 229.

150. H.Bichsel and T.W.Bonner. Phys. Rev. 108, p.1025.

151. E. A. Davis, F. Gabbard, T. W. Bonner and R. Bass, The disintegration of B10 and F19 by fast neutrons. Nucl. Phys. 27 (1961), p.448.

152. S.J.Friesenhahn et al. Intelcom radiation technology report. INTEL-RT-7011-001.

153. Guohui Zhang. Private communication.

154. M.Parlog, B.Borderie, M.F.Rivet et al. Response of CsI(Tl) scintillator over a large range in energy and atomic number of ions. NIM, A482 (2002), p.674.

155. L.N.Trefilova, A.M.Kudin, L.V.Kovaleva et al. Concentration dependence of the light yield and energy resolution of NaI:Tl and CsI:Tl crystals excited by gamma, soft X-rays and alpha particles. NIM, A486 (2002), p.474.

156. J.Chavanelle, M.Parmentier. A CsI(Tl)-PIN photodiode gamma-ray probe. NIM, A5042003), p.321.

157. L.J.Meng, D.Ramsden, V.M.Chirkin et al. The design and performance of a large-volume spherical CsI(Tl) scintillation counter for gamma-ray spectroscopy. NIM, A485 (2002), p.468.

158. C.Regenfus, C.Amsler, A.Glauser et al. Detection of antihydrogen annihilations with a cryogenic pure-CsI crystal detector. NIM, A504 (2003), p.343.

159. N. Le Neinder, M.Alderighi, A.Anzalone et al. Mass and charge identification of fragments detected with the Chimera Silicon-CsI(Tl) telescopes. NIM, A490 (2002), p.251.

160. M.Moszynski. Inorganic scintillation detectors in y-ray spectrometry. NIM, A505 (2003), p.101.

161. M.Kapusta, P.Crespo, D.Wolski et al. Hamamatsu S8550 APD arrays for high-resolution scintillator matrices readout NIM, A504 (2003), p. 139.

162. W.E.Carel, van Eijk. Inorganic scintillators in medical imaging detectors. NIM, A509 (2003), p. 17.

163. A.Gektin, N.Shiran, N.Pogorelova et al. Inorganic-organic rubbery scintillators. NIM, A486 (2002), p. 191.

164. Yu.G.Kudenko, O.V.Mineev, J.Imazato. Design and performance of the readout electronics for the CsI(Tl) detector. NIM, A411 (1998), p.437.

165. R.J.Evans, I.D.Jupp, F.Lei, D.Ramsden. Design of a large-area CsI(Tl) photo-diode array for explosives detection by neutro-activation gamma-ray spectroscopy. NIM, A422 (1999), p.900.

166. D.V.Kamanin, W.Wagner, H.-G. Ortlepp. A method for the intrinsic calibration of CsI(Tl) detectors. NIM, A413 (1998), p.127.

167. J.Brose, G.Dahlinger, K.R.Schubert. Properties of CsI(Tl) crystals and their optimization for calorimetry of high energy photons. NIM, A417 (1998), p.311.

168. M.P.Lorikyan. Porous Csl multiwire dielectric detectors. NIM, A510 (2003), p. 150.

169. A.Glauser. Development of APD readout for pure-Csl crystals at cryogenic temperatures. NIM, A504 (2003), p.347.

170. T.Y.Kim, I.S.Cho, D.KChoi et al. Study of the internal background of CsI(Tl) crystal detectors for dark matter search. NIM, A500 (2003), p.337.

171. R.Hofistadter // Nucleonics 6(5), 1950, p. 70.

172. P.L.Gonthier et al. // Nuclear Physics, A411,1983, p.289.

173. G.Bizard, A. Drouet, F.Lefebres et al. // Nucl. Instr. and Meth., A244,1986, p.483.

174. HGrassmann, E.Lorenz and H.-G. Moser // Nucl. Instr. and Meth., V.228, 1985, pp.323326.

175. G.Viesti, G.Prete, D.Fabris et al. // Nucl. Instr. and Meth., A252, 1986, pp.75-79.

176. R.J. Meijer, A.Van den Brink, E.A.Bakkum et al. // Nucl. Instr. and Meth., A256, 1987, pp.521-524.

177. P.Kreutz, A.Kuhmichel, C.Pinkenburg et al. // Nucl. Instr. and Meth., A260, 1987, pp. 120-123.

178. J. Alaria, A.Dauchy, A.Giorny et al. // Nucl. Instr. and Meth., A242,1986, pp.352-354.

179. D.Horn, G.C.Ball, A.Galindo-Uribarri et al. A model of a tow-component pulse shape of CsI(Tl). Nucl. Instr. and Meth., A320, 1992, p.273.

180. L.D.Dinca, P.Dorenbos, J.T.M. de Haas et al. Alpha-gamma pulse shape discrimination in CsI:Tl, CsI:Na and BaF2 scintillators. NIM A486, (2002) p. 141.

181. V.Avdeichikov, R.Ghetti, P.Golubev et al. Energy calibration of CsI(Tl) scintillator in pulse-shape identification technique. NIM, A501 (2003), p.505.

182. S.E.Boggs, P.Jean, S.Slassi-Sennou et al. Balloon flight test of pulse shape discrimination (PSD) electronics and background model performance on the HIREGS payload. NIM, A491 (2002), p.390.

183. J.A.Biggerstaff, RX.Becker and M.T.McEllistrem // Nucl. Instr. and Meth., v. 10, 1961, p.327.

184. W.Wagner, H.G. Ortlepp, C.-M.Herbach et al. // Preprint of the JINR, E13-97-118, Dubna, 1997.

185. Q.Yue, W.P.Lai, W.C.Chang et al. Effective dynamic range in measurements with flash analog-to-digital converter. NIM, A511 (2003), p.408.

186. Хрячков B.A., Семенова EE, Дунаев M.B. Использование кристаллов CsI(Tl) для регистрации заряженных частиц, сопровождающих деление. Отчет ФЭИ. Инв. №9754 От 29.06.1998.

187. Хрячков В.А., Дунаев М.В., Кетлеров В.В., Семенова Н.Н., Тараско М.З. Новый метод разделения заряженных частиц с использованием кристаллов CsI(Tl). ПТЭ, 2000, №3, с.29-37.

188. L.Bardelli, M.Bini, G.Poggi, N.Taccetti. Application of digital sampling techniques to particle identification detectors. NIM, A941 (2002), p.244.

189. D.M.C.Odell, B.S.Bushart, L.J.Harpring et al. Zero dead time spectroscopy without full charge collection. NIM, A422 (1999), p.363.

190. C.Amstler, D.Grogler, W.Joffrain et al. Temperature dependence of pure Csl: scintillation light yield and decay time. NIM, A480 (2002), p.494.

191. T.A.DeVol, H.Tan, R.A.Fjeld. Dual parameter analysis of CsI:Tl/PMT with a digital oscilloscope. NIM, A435 (1999), p.433.

192. HPark, D.H.Choi, J.M.Choi et al. Neutron beam test of Csl crystal for dark matter search. NIM, A491 (2002), p.460.

193. The Nuclear Fission Process. Editor C. Wagemans. CRC Press, London.

194. J.F.Wild, P.A.Baisden, RJ.Dougan et al. Light charged particle emission in the spontaneous fission 252Cf256Fm and 257Fm. Phys. Rev., v.32, n.2, p.488,1985.

195. C.Wagemans, E.Alleart, F.Caitucoli et al. Experimental study of some important characteristics of the thermal neutron induced fission of 237Np. Nuclear Physics, A369, n.l, p.l, 1981.

196. R.A.Noblesw Long range particles from nuclear fission. Physical Review, v. 126, n.4, p. 1508,1962.

197. C.Wagemans. in Particle Emission from Nuclei, v.m, CRC Press, Boca Ration, FL, 1988.

198. S.Cosper, J.Cerny, R.Gatti. Long range particles of Z=1 to 4 emitted during the spontaneous sission of 252Cf. Phys. Rev. 154,1193, 1976.

199. W.Loveland. Alpha particle energy spectrum associated with 252Cf spontaneous fission. Phys. Rev. C9,395,1974.

200. D.Bucurescu, M.Brehui, M.Haiduc et al. Search for Spontaneous Pion Emission in 252Cf. Rev. Roum. Phys., T.32, 8, p.849, 1987.

201. D.Bucurescu, MBrehui, M.Haiduc et al. Search for Pion Emission in Thermal Neutron Indused Fission of 235U Rev. Roum. Phys., T.33,2, p. 105, 1988.

202. Кузьминов Б.Д., Сергачев А.И., Митрофанов В.Ф. и др. Proceeding of the IX-th International Symposium on the Interaction of Fast Neutrons with Nuclei, Gaussig, p. 145, 1982.

203. B.B Малиновский, Б.Д. Кузьминов, H.H. Семенова, АЭ, 54,209 (1983).

204. А.А.Говердовский, Б.Д.Кузьминов, В.Ф.Митрофанов, А.И.Сергачев. Энергетический баланс подбарьерного деления ядер, in Proceeding of the International Conference "Fiftieth Anniversary of Nuclear Fission", (Leningrad, USSR, 1989), p.360.

205. С.Б.Ермагамбетов, Л.Д.Смиренкина, Г.Н.Смиренкин, АЭ, 23,20 (1967).

206. С. Wagemans, М. Asghar, P. D'hondt, at al., Nucl.Phys., A285,32 (1977).

207. V. Rubchenya and S. Yavshits, Z.Phys., A329,217 (1988).

208. G.KMehta, J.Poitou, M.Ribrag, and C.Signarbieux. Detailed study of alpha emission in 252Cf fission. Phys. Rev. 7,373 (1973).

209. Drosg M. Measurements and evaluation of the neutrons angular distribution for some reactions. Nucl.Sciens and Engin. 1987,67, p. 190.

210. P.S.Simakov, B.V.devkin, M.G.Kobozev et al. Brenchmarking of evaluated nuclear data for bismuth by spherical shell transmission experiments with central T(d,n) and Cf-252 neutron sources. Fusion Engin. And Design. 46 (1999), p. 89.

211. Б.В.Журавлев, А.А.Лычагин, Н.Н.Титаренко и др. Плотности ядерных уровней из нейтронных спектров в реакциях, вызванных протонами на ядрах изотопов олова, свинца и висмута. Изв. Академии наук, т.67, №1 (2003), с.98.

212. Kornilov N.V., Kagalenko А.В. Inelastic scattering of fast neutrons by 238U, 235U nuclei. Preprint FEI-2330.

213. Perkin J., Coleman R. Measurements of (n,2n) reaction cross section. NucLEnergy A 14 (1961), p.69.

214. Raics P., Daroczy S., Csikai J et al. Measurement of the cross section for 232Th(n,2n) reaction in the 6.745 to 10.45 MeV energy range. Phys.Rev. C32 (1985), 1, p.87.

215. M.Baba, H.Wakabayashi, N.Ito et al. Measurements of inelastic neutron scattering by 238U and 232Th. Jour. Of Nucl.Scien. and Tech. 27 (7) (1990), p.601.

216. Shao J.Q., et al. Fast neutron inelastic scattering cross sections of 238U for stats between 600 and 1530 keV. Nuclear Science and Engin. 92 (1986), p.350.

217. Knitter H.H. et al. Inelastic neutron scattering by 238U. Z.Phys. 244 (1971), p.358.

218. Batchelor R. et al. Inelastic neutron scattering by 238U and 232Th. NucLPhys., 65 (1965), p.236.

219. Maerten H., Seeliger D. measurement and theoretical calculation of the 252Cf spontaneous fission neutron spectrum.proc.IAEA Adv. Group Meet Nucl. Stand Data, TECDOC-335, Vienna, 1985, p.255.

220. Budtz-Jorgensen С., Knitter H.-H. Simultaneously investigation of fission fragments and neutrons. Nucl.Phys. A490 (1988), p.307. in 252Cf(SF). In Proc.IAEA Adv. Group Meet. Physics of neutron emission in fission, INDC(NDS)-220, Vienna, 1989, p. 181.

221. Серегина Е.Ф., Дьяченко П.П., Серегин A.A. Спектры нейтронов спонтанного деления 252Cf в СЦМ. Ядерная физика, 43(5) (1986), с.1092.

222. Batenkov O.I., Blinov А.В. et al. Emission energy spectra of neutrons from spontaneous fission fragments. Proc. IAEA, Adv. Group Meet. Physics of neutron emission in fission, INDC(NDS)-220, Vienna, 1989, p.207.

223. Труфанов А.М., Ловчикова Г.Н., Смиренкин Г.Н. и др. Измерения и оценки спектров и средней энергии нейтронов реакции 235U. Ядерная физика, 57,4, (1994), с.606.

224. C.Coceva, M.Frisoni, M.Magnani, A.Mengoni. On the figure of merit in neutron time-of-flight measurements. NIM, A489 (2002), p.346.

225. S.Marrone, D.Cano-Ott, N.Colonna et al. Pulse shape analysis of liquid scintillators for neutron studies. NIM, A490 (2002), p.299.

226. H.Saito, Y.Nagashima, T.Kurihara, T.Hyodo. A new positron lifetime spectrometer using a fast digital oscilloscope and BaF2 scintillators. NIM, A487 (2002), p.612.

227. Kornilov N.V., Khryachkov V.A., Dunaev M.V. et al. Neutron spectroscopy with fast waveform digitizer. Preprint FEI 2930,2002.

228. Kornilov N.V., Khryachkov V.A., Dunaev M.V. et al. Neutron spectroscopy with fast waveform digitizer. NIM, A497, (2003), pp.467-478.

229. Acqiris waveform digitizer DPI 11, http://www.acqiris.com

230. F.T. Kuchnir, F.J. Lynch, IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-15 (3) (1968), p. 107.

231. M.Sasaki, N.Nakao, T.Nakamura et al. Measurements of the response function of an NE213 organic liquid scintillator to neutrons up to 800 MeV. NIM, A480 (2002), p.440.

232. P.D.Zecher, A.galonsky, D.E.Carter, Z.Seres. Neutron/y-ray pulse-shape discriminator. NIM, A508 (2003), p.434.

233. M.-Ch. Lepy, J.Plagnard, L.Ferreux. Study of the response function of a HPGe detector for low-energy X-rays. NIM, A505 (2003), p.290.

234. R.G.Helmer. Modern tools for precise y-ray spectrometry with Ge detectors. NIM, A505 (2003), p.297.

235. E.Ideguchi, B.Cederwall, T.Back et al. Position sensitivity of segmented planar Ge detector. NIM, A496 (2003), p.373.

236. J.P.Perez-Moreno, E.G.San Miguel, J.P.Bolivar, J.L.Aguado. A comprehensive calibration method of Ge detectors for low-level gamma-spectrometry measurements. NIM, A491 (2002), p. 152.

237. J.A.Becker, C.P.Cork, L.Fabris, N.W.Madden. Portable, low-power, mechanically cooled Ge spectrometer. NIM, A505 (2003), p. 167.

238. J.J.Valiente-Dobon, C.J.Pearson, P.H.Regan et al. Performance of a 6x6 segmented germanium detector for y-ray tracking. NIM, A505 (2003), p. 174.

239. P.Sangsingkeow, KD.Berry, E.J.Dumas et al. Advances in germanium detector technology. NIM, A505 (2003), p. 183.

240. J.D.Kurfess, W.N. Johnson, R-A.Kroeger et al. Development and applications of position-sensitive solid-state gamma ray detectors. NIM, A505 (2003), p.256.

241. O.Stezowski, A.Astier, A.Prevost et al. Automatic energy calibration of germanium detectors using fuzzy set theory. NIM, A488 (2002), p.314.

242. O.Presler, O.Peled, U.German et al. Off-center efficiency of HPGe detectors. NIM, A484 (2002), p.444.

243. M.Suzuki, H.Toyokawa, K.Hirota et al. A 128-channel microstrip Germanium detector for Compton scattering experiments at the Spring-8 facility. NIM, A510 (2003), p.63.

244. L.Milechina, B.Cederwall. Improvements in y-ray reconstruction with positive sensitive Ge detectors using the backtracking method. NIM, A508 (2003), p.394.

245. J.H.Lee, C.S.Lee. Polarization sensitivity and efficiency for a planar-type segmented germanium detector as a Compton polarimeter. NIM, A506 (2003), P. 125.

246. Козловский JI.K., Томбовцев Д.И., Хрячков B.A. и др. Жидко-гелиевая ионизационная камера. Отчет ФЭИ Инв №9830, От 23.12.1998 г.

247. I.Busch, H.Greupner, U.Keyser. Absolute measurement of the activity of 222Rn using a proportional counter. NIM, A481 (2002), p.330.

248. P.C.P.S.Simoes, D.S.Covita, J.F.C.A.Veloso et al. A new method for pulse analysis of drifUess-gas proportional scintillation counters. NIM, A505 (2003), p.247.

249. J.Kiko. Noise reduction for proportional counter signals in the GNO solar neutrino experiment. NIM, A482 (2002), p.434.

250. Н.Н.Семенова, Б.П.Максютенко. Спектрометр He3 с высоким разрешением. Препринт ФЭИ-555, 1975.

251. Goverdovskiy A.A., Mitrofanov V.F., Khiyachkov V.A. The Gross and fine structure of the mass distributions of the fragments in the binary fission of actinides. IAEA: INDC (CCP) 341 Nov. 1991.

252. Говердовский A.A., Хрячков B.A., Грудзевич O.T. и др. Ионизационный метод исследования реакции (п,а) в газообразных и твердых мишенях, препринт ФЭИ-2242 1992 г.

253. Goverdovskiy А.А., Khryachkov V.A., Kuzminov B.D. et al. Uranium cold fragmentation by thermal and fast neutrons. Nuclear Data for Science and Technology, Proc. Int. Conf., Julich, Germany, 13-17 May 1991, p.139-141.

254. Говердовский A.A., Митрофанов В.Ф., Хрячков B.A. Свойства осколков и эмиссия нейтронов деления урана. Ядерная физика т.55, вып.9, с.2033,1992.

255. Goverdovskiy А.А., Mitrofanov V.F., Khryachkov V.A. Fission fragment angular distributions for a cold fragmentation process. Proc. of second Int. conf. on Dynamical aspects of nuclear fission, Smolenice, 1993, p. 127-132.

256. Goverdovskiy A.A., Mitrofanov V.F., Khryachkov V.A. Properties of Standard-I mass channel in Fission of Z odd nuclei. INDC(CCP) - 382 Dec. 1994.

257. Говердовский A.A., Митрофанов В.Ф., Хрячков B.A. Холодное деформированное деление урана в области высокой массовой асимметрии. ЯФ 1995, т.58, №9, с. 15461553.

258. Говердовский А.А., Митрофанов В.Ф., Хрячков В.А. Структура массово-энергетических распределений осколков деления 243Am быстрыми нейтронами. ЯФ 1995, т.58, №11, с. 1948-1954.

259. Goverdovskiy А.А., Ketlerov V.V., Khiyachkov V.A. et al. Observation of superdeformed I67Gd in neutron induced fission of uranium. ISINN-3, Dubna-1995, p. 284-287

260. Goverdovskiy A.A., Ketlerov V.V., Khryachkov V.A. et al. Angular distribution of a-particles from 58Ni(n,a)55Fe reaction. ISINN-3, Dubna-1995, p. 351-355.

261. Goverdovskiy A.A., Grudzevich O.T., Khryachkov V.A. et aL Detailed study of the double-differential cross-sections for 170(n,a)14C reaction. ISINN-4, Dubna-1996, pp. 241-244.

262. Goverdovskiy A.A., Ketlerov V.V., Khryachkov V.A. et al. Fission fragments spectrometer based on ionization chamber and waveform digitizer. ISINN-5 Dubna -1997 pp.283-286.

263. Goverdovskiy A.A., Ketlerov V.V., Khryachkov V.A. et al. Fast neutron induced fission ofNp-237: mass spectra at high kinetic energies. ISINN-5 Dubna 1997 pp.310-315.

264. Ketlerov V.V., Goverdovskiy A.A., Khryachkov V.A. et al. Detailed Study of the Double-Differential Cross-Sections for 0(n,a)14C Reaction. Nuclear Physics A621 (1997), 243c-246c.

265. Хрячков B.A., Говердовский A.A., Кетлеров B.B. и др. Метод энергетической калибровки импульсной ионизационной камеры. ПТЭ, 1998, №2, с.31-35.

266. Хрячков В.А., Губарева И.В. Дунаев М.В. и др. Измерение удельных ионизационных потерь осколков деления фиксированных масс и энергий. Препринт ФЭИ-2740, 1998 г.

267. Khryachkov V.A., Ketlerov V.V. Mitrofanov V.F. et al. Low background spectrometer for the study of fast neutron induced (n,a) reactions. NIM A, 2000, v.444(3), pp.614-621.

268. Khryachkov V.A., Dunaev M.V., Dunaeva I.V. et al. Fission fragment mass-energy distribution for 5 MeV neutron fission of238U. ISINN-8, pp.392-396 Dubna-2000.

269. Semenova N.N., Khryachkov V. A., Dunaev M. V. et al. New possibilities of the ionization chamber without Frisch grid. ISINN-8, pp.416-419. Dubna-2000.

270. Dunaev M. V., Khryachkov V.A., Dunaeva I.V. et al. Methods of fission fragments energy losses corrected in thick targets. ISINN-8, pp.358-362. Dubna-2000.

271. Dunaeva LV., Khryachkov V.A., Dunaev M. V. et al. Methods of a digital spectrometry of radiations. ISINN-8, pp.363-370. Dubna-2000.

272. Сергачев А.И., Хрячков B.A., Дунаева И.В. и др. Спектрометр для измерения свойств продуктов тройного деления ядер. Препринт ФЭИ-2867,2000.

273. G.Giorginis, V.Khiyachkov. Charged-Particle Spectrometry for (n,a) reactions using PCI Wave-Form Digitizers. 1RMM report, GE/R/NP/05/2000,2000, Geel, Belgium.

274. G.Giorginis, V.Khryachkov. Spectrometry of (n,a) reactions using a Time Projection Chamber (TPC) and Analog-digital signal processing for high count-rate y-ray spectrometry. IRMM report, GE/R/NP/01/2001,2001, Geel, Belgium.

275. Хрячков В.А., Сергачев А.И., Дунаева И.В. и др. Спектрометр для исследования тройного деления ядер. ПТЭ, №5, сс. 34-44,2002.

276. Сергачев А.И., Хрячков В.А., Дунаева И.В. и др. Изучение спонтанного тройного деления 252Cf. Труды регионального конкурса научных проектов в области естественных наук, выпуск 3, Калуга, издательский дом «Эйдос», 2002, сс.-170-176.

277. V.A-Khryachkov, V.V.Ketlerov, V.F.Mitrofanov et al. Low Background Spectrometer for the Study of Fast Neutron Induced (n,a) Reactions. IPPE Nuclear Physics Department, Annual Report 1999, pp. 118-120.

278. Khryachkov V.A., Dunaev M.V., Dunaeva I.V. et al. Fission Fragment Mass-Energy Distribution for 5 MeV Neutron Fission of 238U. IPPE Nuclear Physics Department, Annual Report 2000, pp.6-10.

279. Говердовский А.А., Хрячков B.A., Кетлеров B.B. и др. Наблюдение истинно холодной фрагментации тяжелого ядра. Избранные труды ФЭИ, 1998, сс.3-4.

280. Khiyachkov V.A., Sergachev A.I. Dunaev M.V. et al. Research of 252Cf ternary fission. ISINN-10, pp.210-213. Dubna-2003.

281. G.Giorginis, V.Khryachkov. Cross section measurement for the reaction 10B(n,a)7Li from 1 to 4 MeV. ISINN-10, pp.325-332. Dubna-2003.

282. Kornilov N.V., Khryachkov V.A., Dunaev M.V. et al. Neutron spectroscopy with fast waveform digitizer. ISINN-10, pp.463-469. Dubna-2003.

283. В.А.Хрячков, И.В.Дунаева, МВ.Дунаев, H.H.Семенова. Новый метод измерения удельных ионизационных потерь осколков деления. ПТЭ, 2003, №1, с.24-30.

284. В.А.Хрячков, И.В.Дунаева, МВ.Дунаев и др. Изучение выходов осколков деления 239U при аномально больших значениях полной кинетической энергии. ЯФ, т.66, №5, сс. 830-836,2003.

285. G.Giorginis, V.Khiyachkov. The effect of particle leaking and its implication for measurements of the (n,a) reaction on light elements using ionisation chambers. IRMM report, GER/NP/3/2002/05/30,2002, Geel, Belgium.

286. В.А.Хрячков, И.В.Дунаева, МВ.Дунаев и др. Метод оперативного измерения свойств рабочего газа в импульсной ионизационной камере. ПТЭ, 2003, №6, сс.86-95.

287. В.А.Хрячков, И.В.Дунаева, М.В.Дунаев и др. Измерение вероятности тройного деления 232Th под действием быстрых нейтронов. ЯФ, т.67, №7, с.203,2004.