Радиометрия нуклонов в полях излучений, генерируемых ускорителями тяжелых заряженных частиц тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.01 ВАК РФ

ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

16-2005-40

На правах рукописи УДК 621.384.6 + 539.1.074

ТИМОШЕНКО Геннадий Николаевич

РАДИОМЕТРИЯ НУКЛОНОВ В ПОЛЯХ ИЗЛУЧЕНИЙ, ГЕНЕРИРУЕМЫХ УСКОРИТЕЛЯМИ ТЯЖЕЛЫХ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ

Специальность: 01.04.01 — приборы и методы экспериментальной физики

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Дубна 2005

Работа выполнена в Отделении радиационных и радиобиологических исследований Объединенного института ядерных исследований.

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор

Климанов Владимир Александрович

доктор физико-математических наук профессор

Крючков Вячеслав Петрович

доктор технических наук, профессор

Зайцев Лев Николаевич

Ведущее научно-исследовательское учреждение: Государственный научный центр РФ Институт физики высоких

энергий

Защита диссертации состоится " -1 6 " 2005 г.

в часов на заседании диссертационного совета

Д720.001.02 Объединенного института ядерных исследований в Лаборатории высоких энергий, 141980, г. Дубна Московской области, ЛВЭ ОИЯИ.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ЛВЭ ОИЯИ. Автореферат разослан

Ученый секретарь диссертационного совета, д. физ.-мат. наук, профессор

м их

АКТУАЛЬНОСТЬ И ПРАКТИЧЕСКАЯ ЗНАЧИМОСТЬ РАБОТЫ.

Создание ускорителей частиц на сверхвысокие энергии является важнейшим условием для проведения фундаментальных исследований по физике элементарных частиц. В то же время, в последние десятилетия прослеживается тенденция все более широкого применения ускорителей частиц на средние энергии для решения прикладных задач, в частности в медицине (пучковая терапия злокачественных опухолей, наработка радиоизотопов для диагностики и радиотерапии), в ядерной энергетике (разработка электроядерных реакторов, управляемых ускорителями, установки для трансмутации долгоживущих нуклидов в высокоактивных отходах) и т. д. Ускорители частиц на средние энергии становятся в большей степени объектами народно-хозяйственного, нежели научного назначения. Медицинские ускорители все чаще входят в состав клинических комплексов, расположенных в густонаселенных городских районах. Для решения задач в сфере ядерной энергетики необходимы ускорители протонов с токами до сотен мА. Очевидно, что создание подобных ускорителей требует надежной радиационной защиты и тщательной разработки систем радиационной безопасности.

Ускорители тяжелых релятивистских ядер являются интенсивно развивающимся инструментом релятивистской ядерной физики. Решение задач физики защиты на этих ускорителях имеет ряд специфических проблем. Ускорители ядер также удобны для изучения радиобиологических эффектов от частиц с линейной передачей энергии (ЛПЭ) от долей до тысяч кэВ/мкм и позволяют моделировать в земных условиях поля излучений, формируемые галактическим космическим излучением (ПСИ) на борту околоземных и межпланетных аппаратов. Поэтому развитие исследований в области физики защиты и дозиметрии на ускорителях протонов на средние энергии и на ускорителях тяжелых ядер, несомненно, актуально как с научной, так и с практической точки зрения.

Значимость исследований в области физики защиты и дозиметрии на ускорителях обусловлена постоянным ужесточением радиационного нормирования. Из-за существенно большей сложности и разнообразия полей излучения на ускорителях по сравнению с радиационными полями за защитой реакторов, знание их энергетического и компонентного состава является необходимым условием адекватности радиационного контроля на ускорителях. Другая важная задача связана с необходимостью разработки гСШШ'^Щур^р^нн^^ чцр.иборов и методов

1 далдоЗД-* \

}. ¿гвжМ

измерения характеристик полей на ускорителях, а также с совершенствованием системы метрологического обеспечения средств радиационного контроля, применяемых на ускорителях, поскольку большинство производимых дозиметров и радиометров ориентировано на работу в полях излучений на предприятиях атомной энергетики. Одним из путей метрологической поддержки радиационного контроля на ускорителях является создание наборов опорных полей нейтронов на основе как изотопных источников, так и реально существующих на установках полей излучения.

Исследование закономерностей формирования полей вторичного и рассеянного излучения важно для прогнозирования радиационной обстановки на проектируемых ускорителях и экспериментальных установках. Этой цели служат базовые эксперименты по физике защиты, предназначенные для проверки методов расчета транспорта излучения в веществе.

ЦЕЛЬ РАБОТЫ

Основная цель настоящей работы заключалась в повышении адекватности радиационного контроля на действующих ускорителях протонов и ядер на средние (до нескольких ГэВ/нуклон) энергии и достоверности прогнозирования радиационной обстановки на проектируемых ускорителях и экспериментальных установках путем: а) постановки базовых экспериментов для изучения механизмов формирования полей вторичного (из мишеней) и рассеянного (за защитами) излучений на ускорителях и для полномасштабной проверки расчетных методов физики защиты; б) исследования характеристик реальных полей излучений на ускорителях; в) создания опорных полей нейтронов на базе изотопных источников и полей излучений на ускорителях; г) исследований реакций приборов и методик радиационного контроля в опорных полях и их градуировки; д) разработки специализированных методик и средств радиометрии излучений, в том числе, предназначенных и для работы в особых условиях. Структурная схема и связи частных задач представлены на рис. 1. Достижение поставленной цели возможно при решении всего комплекса взаимосвязанных задач, последовательно рассмотренных в диссертации (за исключением расчетных методов физики защиты).

В настоящей работе изучаются поля ионизирующих излучений, генерируемые при работе ускорителей тяжелых заряженных частиц с импульсом на нуклон от 1 до 10 ГэВ/с. Поля излучений на ускорителях формируются за счет

взаимодействия ускоренных заряженных час и .и консфушчо |Ц>,«и' . , ю. >«* и.н физическими мишенями и защитами, м отлрма. »-с. <чач.!м' 1 ! ■.. «л .1. . сложностью компонентного ¡1 споктпальнои! и._ I ^ ¡> 1 Лс » м1 .<»« '> лн.. •

Радиометрии нуклонов в полях излучений на ускорителях

| Разработка и усо-

1 вершенствование

I методов и средств I радиометрии

I Совершенствование методов и 1 программ расчета | транспорта излучения 1 веществе

Измерения интегральны-:

Измерении* дифференциальных характеристик

полей излучений

Корректировка данных зонного, оперативного и индивидуального дозиметрического контроля

Сличение приборов и методов радиационного контроля

¡Градуировка средств | радиационного контроля

Прогнозирование радиационной обстановки

4_

Повышение адекватности радиационного контроля на ускорителях

Рис. 1. Структурная схема решения задач с целью повышения адекватности радиационного контроля и достоверности прогнозирования радиационной обстановки на ускорителях.

радиометриеи полей вторичного и рассеянного излучений и исследованием их характеристик, т. е., в широком смысле, с измерением флюенсов различных компонент полей Ф| и их производных величин Ф,(г), Ф^г, Е), Ф^г, О), Ф,(г, Е, П), а также с разработкой приборов и методик для выполнения этих измерений. Знание энергетических флюенсов компонент поля необходимо для достоверной оценки эквивалентной и поглощенной дозы излучения.

В ДИССЕРТАЦИИ ЗАЩИЩАЮТСЯ:

1. Выполненные базовые эксперименты по исследованию характеристик полей вторичного излучения:

а) на синхрофазотроне Лаборатории высоких энергий ОИЯИ при облучении толстых медной и свинцовой мишеней ядрами 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон с целью получения исходных данных для прогнозирования радиационной обстановки на ускорителях релятивистских ядер;

б) на фазотроне Лаборатории ядерных проблем ОИЯИ при облучении протонами с энергией 650 МэВ толстой свинцовой мишени, имитирующей сердечник подкритической сборки, с целью получения исходных данных для проектирования установки и оценки её параметров;

2. Выполненные базовые эксперименты по исследованию полей рассеянного излучения для проверки методов расчета защиты:

а) за сплошной 2-х метровой защитой фазотрона Лаборатории ядерных проблем ОИЯИ в двух геометриях (непосредственное облучение защиты пучком протонов с энергией 640 МэВ и облучение её вторичным излучением

из толстой медной мишени, бомбардируемой пучком протонов той же энергии),

б) за сплошной 2-х метровой защитой канала 6В синхрофазотрона Лаборатории высоких энергий ОИЯИ при облучении её пучком ядер 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон;

3. Исследованные закономерности формирования полей рассеянного излучения за защитами фазотрона Лаборатории ядерных проблем и синхрофазотрона Лаборатории высоких энергий ОИЯИ на пучках релятивистских протонов, ядер 4Не, 12С в различных геометриях источник - защита;

4. Создание набора опорных полей нейтронов для целей метрологического обеспечения радиационного контроля на ускорителях на основе изотопного источника 252СГ в различных замедлителях и реальных полей рассеянного излучения на фазотроне Лаборатории ядерных проблем ("мягкого" поля в лабиринте цокольного этажа фазотрона и "жесткого" поля на обваловке фазотрона за 2-х метровой защитой);

5. Развитие методов спектрометрии нейтронного компонента полей вторичного излучения из толстых мишеней (методом времени пролета и многосферной методикой);

6. Развитие методов спектрометрии заряженного и нейтронного компонентов полей рассеянного излучения за защитами ускорителей (аЕ/ах~ спектрометр нротонов, многосферный спектрометр), а также создание ново1 о прибора для измерения спектра, флюенса и дозы нейтронов высоких энергий» и полях рассеянного

излучения;

7. Разработка датчиков для радиометрии нейтронов в экстремальных условиях (активный датчик на основе активациоиного детектора для регистрации термоядерных нейтронов и датчик на основе коронных счетчиков для непрерывного контроля нераспространения делящихся материалов);

8. Разработка физического обеспечения радиобиологических экспериментов на пучках ядер Нуклотрона Лаборатории высоких энергий ОИЯИ.

НАУЧНАЯ НОВИЗНА

Большинство выполненных исследований имели несомненный приоритет на момент их проведения. Многие результаты остаются единственными до настоящего времени. Это касается, в первую очередь, данных полномасштабных экспериментов по физике защиты на пучках протонов и ядер, исследований спектральных и угловых распределений заряженного компонента полей излучения за защитами, исследований выходов заряженных частии и спектров нейтронов из толстых мишеней, облучаемых релятивистскими ядрами, опорных полей нейтронов на основе ускорителя протонов. Создан новый тип прибора для измерения спектра, флюенса и дозы нейтронов высокой энергии, с помощью которого, а частности, была измерена высокоэнергетическая часть спектра космических нейтронов в окружающей среде. Разработаны и модифицированы экспериментальные методики для радиометрии заряженного и нейтрального компонентов полей вторичного и рассеянного излучения, в том числе, для работы в особых условиях. Создана методика дозиметрии пучков тяжелых ядер для радиобиологических экспериментов.

Экспериментальные исследования выполнены автором на ядерно-физических установках ОИЯИ в соответствии с планами научных работ и являются логическим развитием кандидатской диссертации автора, защищенной в 1986 г. на тему: "Экспериментальные исследования дифференциальных характеристик полей нуклонов высокой энергии на синхроциклотроне и синхрофазотроне ОИЯИ" Автор считает определяющим свое участие во всех работах, положенных в основу

настоящей диссертации.

АПРОБАЦИЯ РАБОТЫ

Основные результаты работ, положенных в основу диссертации, опубликованы в журналах "Атомная энергия", "Приборы и техника эксперимента", "Radiation Protection Dosimetry", "Radiation Measurements", "Kernenergy" и докладывались на семинарах подсекции "Радиационная защита и работа в условиях высоких уровней ионизирующего излучения" при совете по проблемам ускорения заряженных частиц АН СССР, на нескольких Всесоюзных совещаниях по ускорителям частиц, на Международных зимних школах по физике защиты от излучений (ГДР), на 17-м Международном симпозиуме по физике радиационной защиты (Дрезден, 1985), на 9-м Международном конгрессе по радиационной защите (IRPA, Вена, 1996), на XIII Конференции по ускорителям заряженных частиц (RUPAC-2002, Обнинск, 2002), на II Международном совещании (COSPAR Colloquium) "Радиационная безопасность пилотируемого полета к Марсу" (Дубна, 2003).

Диссертация состоит из введения, 6 глав и списка литературы из 225 наименований. В диссертации содержится 115 рисунков и графиков и 16 таблиц. Общий объем работы 238 стр.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснованы актуальность темы, её значимость, цель и задачи исследований. В краткой форме дана общая характеристика проблем, относящихся к теме диссертации, проанализированы подходы к их решению, обоснована новизна и практическая ценность работы, сформулированы основные положения, выносимые на защиту.

В главе 1 описаны экспериментальные исследования дифференциальных характеристик полей вторичного излучения вокруг толстых мишеней, облучаемых высокоэнергетичными протонами и ядрами. Получение информации об источниках вторичного излучения, образуемых частицами при ускорении или транспортируемыми пучками частиц при взаимодействии с деталями ускорителя или мишенями, является первоочередной задачей физики защиты. В экспериментах по физике защиты используются толстые мишени (моделирующие реальные ситуации высадки пучков на деталях ускорителя), в которых происходит процесс многократных,

статистически независимых актов взаимодействия частиц с ядрами вещества. Понятие "толстая" мишень относительно и зависит от энергии первичных частиц. В данной работе под толстой мишенью подразумевается мишень, в формировании поля вторичного излучения вокруг которой существенную роль играет межъядерный каскад, или мишень, толщина которой сравнима с ионизационным пробегом первичных частиц. Экспериментальные данные о двойных дифференциальных характеристиках полей вторичного излучения из толстых мишеней ограничены и бессистемны. К тому же, в небольшом числе поставленных экспериментов чаще всего исследовалась заряженная компонента поля вторичного излучения из мишеней, облучаемых протонными пучками. Данные о развитии межъядерного каскада, инициированного в толстых мишенях тяжелыми релятивистскими ядрами, практически отсутствуют до настоящего времени.

Создание ускорителей тяжелых релятивистских ядер стимулировало постановку цикла экспериментальных исследований по изучению механизмов формирования полей заряженного и нейтронного компонентов вокруг толстых свинцовой и медной мишени, облучаемых протонами, ядрами 4Не и 12С с энергией

II 1! II 1

А □ - р + Си О - а + Си Д -"с + Си ■ - р + РЬ А -"С + РЬ 1111 1 1 1

О

л

Ьч

0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 1.6 1.8 2.0 6, радиан

Рис. 2. Угловые распределения заряженных частиц вокруг толстых Си (□, о, А) и РЬ (в, А) мишеней, облучаемых р, а и 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон.

•А

Л*

4

• 105

А 71°

Энергия, МэВ

Рис. 3. Спектры нейтронов под углами 71° и 105° из толстой медной мишени, облучаемой пучком ядер 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон.

3,65 ГэВ/нуклон. Были выполнены сравнительные исследования угловых распределений выходов заряженных частиц из мишеней и измерены спектрально-угловые распределения нейтронов с энергией более ЮМэВ (рис. 2, 3). Мишени представляли собой цилиндры диаметром 10 см и толщиной по пучку 116,5 г/см2 (Си-мишень) и 197,2 г/см2 (РЬ-мишень). Для измерения спектров нейтронов был создан спектрометр по времени пролета с триггером от каждого падающего на мишень ядра. Для учета вклада фонового излучения в аппаратурный спектр выполнялись разностные измерения с теневым поглотителем, размещаемым между мишенью и детектором нейтронов.

Нормированные на одну частицу пучка угловые распределения в указанном диапазоне углов в пределах погрешностей измерений аппроксимируются зависимостью м (в) / <Ш = ш,^ • ехр( -|3J • 0), где- нормировочный коэффициент; 9- угол относительно направления пучка (рад); - угловой параметр (рад"1); /, / - типы ядра-снаряда и мишени соответственно. Было установлено, что для не слишком массивных (ускорительных) мишеней форма угловых распределений вторичных частиц слабо зависит как от массы и энергии первичных частиц, так от атомного веса материала мишени. Отношения же выходов вторичных частиц из толстых мишеней определяются, главным образом, А;. Развитие каскада вторичных частиц в массе вещества под действием высокоэнергетичных ядер, имеет ряд особенностей по сравнению с каскадом, инициированном протонами. В спектрах вторичных нейтронов наблюдается характерный резкий подъем в области энергий менее 20-25 МэВ, соответствующий равновесной стадии процесса испарения частиц из возбужденных ядер-компаундов. Эта часть спектра практически изотропна. Предравновесная и каскадная части спектра имеют существенную угловую зависимость.

Результаты данных исследований были использованы при проектировании Нуклотрона ОИЯИ, а также для проверки программ транспорта в веществе частиц, генерируемых протонами и ядрами высоких энергий.

Создание электроядерных установок, управляемых ускорителем, предполагает облучение подкритических бланкетов нейтронами, генерируемыми в мишени пучком протонов с энергией 0,5-1 ГэВ. Для размножения нейтронов используются массивные мишени из тяжелых материалов. Проектируемая в ОИЯИ на базе фазотрона с энергией протонов 660 МэВ экспериментальная электроядерная

установка SAD требует тщательных расчетов физических процессов в подкритической сборке и конструирования надежной радиационной защиты. Проверка точности моделирования физических процессов, инициированных протонами в размножающей мишени, является одной из ключевых задач проектирования установки. Существующие экспериментальные данные по спектрам нейтронов из массивных размножающих мишеней единичны и касаются нейтронов с энергией более нескольких МэВ. В то же время основная часть реакций в бланкете идет с нейтронами меньших энергий. Поэтому для проверки методов расчета межъядерного каскада в веществе были выполнены экспериментальные исследования двойных дифференциальных характеристик поля вторичного нейтронного излучения вокруг толстой мишени установки SAD во всем энергетическом интервале от 10"8 до сотен МэВ.

Для измерения энергетических зависимостей флюенсов нейтронов в широком интервале энергий использовалась многосферная методика (спектрометр Боннера) и углеродсодержащий активационный детектор. Мишень представляла собой свинцовый цилиндр диаметром 82 мм и длиной 500 мм, облучавшийся узким пучком протонов с энергией 650 МэВ. Серьезной проблемой при измерениях являлся корректный учет фона нейтронов, многократно рассеянных в экспериментальном зале. Для этого между спектрометром и мишенью под каждым углом устанавливался теневой поглотитель. Измеренные спектры нейтронов представлены на рис. 4.

о*

о-7

g 0«

о

Hl* :tt«i 8 Ii

■Л 1 Цщ

--V. ;— —Ж- * i

--ff. • 45° i

А 71 1С i

в b

А

--

Рис. 4. Энергетические зависимости флюенсов нейтронов под углами 45°, 75° и 105° к направлению пучка протонов с энергией 650 МэВ, взаимодействующего с толстой свинцовой мишенью (нормированы на 1 протон пучка).

10"1

102

10Р ю1

Энергия, МэВ

Данные настоящего эксперимента были использованы для проверки расчетов по программам МСММВ и ЬАНЕТ с различными моделями внутриядерного каскада. В главе 2 описаны полномасштабные (базовые) эксперименты по

исследованию полей излучения за защитами в простых геометриях, удобных для моделирования. Такие эксперименты были выполнены на пучке протонов с энергией 640 МэВ в двух геометриях "источник-защита" и на пучке ядер 12С с энергией 3,65 ГзВ/нуклон. В экспериментах исследовались как интегральные, так и дифференциальные характеристики нейтронного и заряженного компонентов полей смешанного рассеянного излучения, а именно: пространственно-энергетическая зависимость флюенса нейтронов, пространственная энергетически-угловая и пространственно-угловая зависимости потока заряженных частиц, пространственная зависимость флюенса высокоэнергетичиых адронов, пространственная зависимость соотношения выходов из защиты заряженного и нейтронного компонентов.

Для измерения спектров нейтронного компонента полей излучения за защитами в широком энергетическом диапазоне была использована многосферная методика, а для спектрометрии и радиометрии высокоэнергетической части нейтронного излучения была разработана специальная, не имеющая аналогов, методика. Для исследований спектрально-угловых распределений потоков заряженных частиц из защиты были созданы сВЕ/ёх-спектрометр и специальный телескоп сцинтилляционных счетчиков.

В серии экспериментов на фазотроне пучок протонов с энергией 640 МэВ бомбардировал толстую медную мишень (0 120 х 300 мм), установленную на

Рис. 5. Система координат при измерении угловых распределений потоков заряженных частиц (А) и диаграммы направленности Ф(г0,Пт) в геометрии I (Б) и 2 (В) за 2-х метровой бетонной защитой фазотрона.

1П

расстоянии 4,7 м от сплошной бетонной защиты толщиной 2 м. Угол между направлением пучка и нормалью к защите составлял 30,5°. Измерения выполнялись в двух геометриях: в первой геометрии коллимированный пучок протонов падал непосредственно на защиту, во второй -внутренняя поверхность защиты облучалась вторичным излучением из мишени. На рис. 5 приведены диаграммы направленности заряженного компонента поля излучения за защитой в геометриях 1 и 2.

Угловые распределения потоков заряженных частиц (главным образом, протонов) измерялись также в различных геометриях за защитами фазотрона и синхрофазотрона ОИЯИ при выводе пучков релятивистских протонов, ядер 4Не и 12С. Почти все измерения выполнены в условиях, когда поле вторичного излучения, падающего на защиту, близко к плоскому мононаправленному. Предложено простое выражение для описания дифференциального по углу потока заряженных частиц из защиты, в котором форма угловых распределений определяется характеристическим углом со0, слабо зависящим от геометрии и энергии Е первичных частиц:

где Се,0,Е)- нормировочный множитель, 8'и ф'- углы в выбранной системе координат, описывающие направление максимума углового распределения, X - толщина защиты. На рис. 6 показано, для примера, угловое распределение плотности потока протонов за бетонной защитой, на которую почти нормально падает вторичное излучение из толстой мишени, бомбардируемой протонами с энергией 3,65 ГэВ (сплошные линии), и аппроксимация этого распределения выражением (1) с и0 =

ёФБ,(шЛЕ) сЮ

= С Е. (1:, Е) • сое со (9, ср, г, Е) • ехр(

ю(0 -0':Ф - ф'д,Е) со0 (1, Е)

30,3° (пунктирные линии).

Рис. 6. Угловое распределение плотности потока заряженных частиц за 2-х метровой защитой домика экспериментаторов на синхрофазотроне, нормированное на 1 упавший на мишень протон пучка с энергией 3,65 ГэВ.

Угловые распределения плотности

потока нейтронов за защитами имеют анало-

гичный вид, но в силу очень широкого энер-

гетического диапазона нейтронов, значения

©° зависят от порога регистрации нейтронов

80 60 40 20 0 -20 -40 -60 -80 (р°

(со0 уменьшается с увеличением порога). Спектрально-угловые зависимости плотности потоков частиц, выходящих из защиты ускорителя в окружающую среду, являются определяющими параметрами для оценки характера распространения излучений на большие расстояния вокруг ускорителей. Эти характеристики исследовались за защитой с помощью с!Е/ёх-спектрометра протонов с нижним энергетическим порогом 40 МэВ. На рис. 7 приведены, для примера, нормированные на 1 протон пучка, спектры протонов из точки 2 под углами ср = -50°; -30°; 0° и 17° в геометрии 1 (рис, 5). Угол 9 во всех измерениях - 90°. Наиболее "жестким" спектром из них является спектр под углом <р = 17°, т. е. примерно в максимуме функции углового распределения плотности потока протонов в данной точке.

Рис. 7. Спектры протонов под различными углами ф к 2-х метровой бетонной защите фазотрона в точке 2 в геометрии 1.

Базовый эксперимент по физике защиты был выполнен также за 2-х метровой локальной защитой канала транспортировки пучков синхрофазотрона при торможении в ней пучка ядер 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон. Пучок фокусировался линзами в точке на расстоянии 12,5м от защиты, поэтому на неё падали частицы, сконцентрированные в узком конусе, ось которого составляла угол 5° с нормалью в точке падения. Пространственные распределения (по горизонтальной оси) флюенсов адронов на внутренней и внешней поверхностях защиты и спектры нейтронов в двух точках за защитой показаны на рис. 8 и 9. Измерения выполнялись с помощью активационных углеродсодержащих детекторов и потокомера-дозиметра-спектрометра нейтронов (ПДС). Спектр нейтронов при X = 0 см (в точке за защитой по направлению пучка ядер) наиболее "жесткий" из всех измеренных спектров на ускорителях ОИЯИ. Сравнение данных настоящего эксперимента с измерениями на фазотроне показало, что влияние особенностей ядро-ядерных взаимодействий (фрагментации ядер-снарядов и значительно более сильного проявления кумулятивного эффекта по сравнению с нуклон-ядерными взаимодействиями) на развитие межъядерного каскада в защите наиболее сильно сказывается в направлении пучка и его необходимо учитывать при проектировании

и; I I I—I

40 60 80 100 120 140 160180 200 220 240 260 280 300 Энергия, МэВ

-СО -40 -20 0 20 40 60 80 100

X, см

Рис. В. Пространственные распределения откликов углеродсодержащих активационных детекторов (п„,) на внутренней (1) и внешней (2) поверхностях бетонной защиты при падении на неё пучка ядер !2С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон.

0 80 160 240 320 400 480 560

й 3

из*

ё 2 О

-хЮ"'// Б

1111 Г^ 1 I

О 80 160 240 320 400 480 5<50

Энергия, МэВ Рис. 9. Энергетические зависимости флюенсов нейтронов за защитой в точке X = 0 см (А) и X + 144 см (Б) при падении на нее пучка ядер 12С. Коридоры погрешностей соответствуют среднеквадратичным отклонениям значений функции Ф(Е)хЕ от наиболее вероятных.

лобовых защит на ускорителях релятивистских ядер.

Измерения угловых распределений потоков заряженных частиц позволили оценить вклад заряженного компонента в полный флюенс адронов в полях излучения за защитами фазотрона и синхрофазотрона. В зависимости от "жесткости" поля этот вклад варьируется от 3 % до 23 %. Аналогично, вклад высокоэнергетич-ных нейтронов (> 20 МэВ) в полную дозу может в "жестких" полях достигать 50 %.

В главе 2 описаны измерения спектров нейтронов высокой энергии в полях смешанного рассеянного излучения за реальными защитами ускорителей, выполненные с помощью многосферного спектрометра и потокомера-дозиметра-спектрометра нейтронов (ПДС). Недостаток экспериментальной информации о спектрах нейтронов за защитами действующих ускорителей является серьезной проблемой физики защиты. Имеющиеся в литературе сведения разрознены, зачастую не конкретизированы и трудно поддаются классификации. Тем не менее, в 1990 г. в МАГАТЭ была предпринята такая попытка и был издан компендиум нейтронных спектров, в котором было приведено и несколько спектров за защитами ускорителей. В 2001 г. был осуществлен выпуск второго издания компендиума, в

который было включено также несколько спектров нейтронов, измеренных автором на ускорителях ОИЯИ.

На рис. 10 показан, для примера, ряд спектров нейтронов, измеренных в самых разных ситуациях на фазотроне ЛЯП и синхрофазотроне ЛВЭ; геометрии соответствующих измерений приведены на рис. 11. Приведенные спектры

100 200 300 400 500 600 100 200 300 400 500

Энергия, МэВ

Рис. 10. Энергетические флюенсы нейтронов высокой энергии, измеренные ПДС за защитами фазотрона (1, 2) и синхрофазотрона ОИЯИ (3 - 6). Цифры соответствуют номерам точек измерения, указанных на рис. 11. Коридоры погрешностей - среднеквадратичные отклонения Ф(Е) от наиболее вероятных значений.

_ т /"

90^ J'

Д'? Ыл iúL м т. Í'

щ

и 1 . 3,0

р ±3 4

к SL

4,5

2 6 HrffcSWVlWl

Рис. 11. Геометрии измерений ПДС энергетических флюенсов нейтронов высокой энергии за защитами фазотрона (А) И синхрофазотрона ОИЯИ (Б, В, Г). На рис. Б показан также фронтальный вид защиты.

демонстрируют диапазон возможных вариаций "жесткости" полей рассеянного излучения на ускорителях ОИЯИ. Все измеренные спектры, за исключением наиболее "мягкого" спектра б, имеют характерный максимум функции Ф(Е)хЕ в районе энергий 50 - 250 МэВ, который впервые наблюдался в спектрах нейтронов, измеренных многосферным спектрометром. С ростом "жесткости" поля максимум несколько

сдвигается в сторону больших энергий, однако, в диапазоне энергий до 500 МэВ сосредоточено 90-95 % от полного флюенса нейтронов.

Из практики дозиметрического контроля на ускорителях известно, что при работающем ускорителе основной вклад в дозу излучения за защитами дают нейтроны широкого спектра энергий. Индивидуальный дозиметрический контроль нейтронов в ОИЯИ осуществляется с помощью пленок с ядерной эмульсией типа "К" толщиной 20 мкм по протонам отдачи. Однако, в полях излучения за защитами ускорителей примесь заряженного компонента приводит к существенному завышению показаний ядерных эмульсий, поскольку наряду с протонами отдачи от быстрых нейтронов регистрируются и внешние протоны. Ситуации, при которых формируется очень "жесткое" поле рассеянного излучения за защитой со значительным вкладом заряженного компонента, на практике возникают редко. Типичное значение доли заряженного компонента в полном флюенсе адронов составляет на ускорителях 3-6 %. Но даже при такой доле протонов завышение показаний эмульсий может достигать десятков раз. Выполненные за защитой фазотрона исследования заряженного компонента поля излучения позволили осуществить экспериментальную проверку метода коррекции показаний индивидуальных дозиметров и оценить погрешности за счет регистрации внешних заряженных частиц дозиметрами, детектирующими нейтроны по заряженным продуктам их реакций в веществе детектора.

В главе 3 описан набор опорных полей нейтронов, созданный для целей метрологического обеспечения радиационного контроля на ускорителях на основе изотопного источника 252СГ в различных замедлителях и реальных полей рассеянного излучения на фазотроне ("мягкого" поля в лабиринте цокольного этажа и "жесткого" на обваловке фазотрона за 2-х метровой защитой). В практике радиационного контроля в качестве образцовых источников нейтронов нашли применение радиоизотопные 239Ри-Ве и 252Cf источники со средними энергиями нейтронов 4,3 и 2,5 МэВ. Основным недостатком данных источников с точки зрения метрологии является узкий энергетический диапазон. Это стимулировало разработку специальной метрологической поддержки нейтронных измерений на ускорителях, в основе которой лежало создание эталонных (опорных) полей нейтронов широкого энергетического состава непосредственно на ядерно-физических установках и воспроизведения в них (прямым или косвенным методом)

размера единиц государственного специального эталона. На ускорителях диапазон возможных вариаций спектрального состава полей излучения очень широк, верхнее значение энергии частиц формально может простираться до энергии ускоренных частиц, и поля имеют сложный компонентный состав. Поэтому проблема создания опорных полей (ОП) нейтронов, моделирующих поля излучения на ускорителях, стоит очень остро, особенно для таких крупных научных центров, как ОИЯИ, ИФВЭ, ЦЕРН. Необходим набор ОП нейтронов, соответствующих особенностям различных реальных спектров, от наиболее "мягких" до самых "жестких".

Под опорным полем подразумевается выделенная в пространстве (условно или физически) и детально исследованная область поля с воспроизводимыми и нормированными физическими характеристиками, которая, в совокупности со средствами мониторирования, представляет собой образцовую меру величин ионизирующего излучения для проведения метрологических работ. Определение значений дозиметрических величин в ОП производится с помощью комплексных измерений наиболее достоверными методиками и на основе точных расчетов по известным (изученным) физическим характеристикам поля. В ОИЯИ было создано 4 опорных поля: два - на основе источника нейтронов второго разряда с

полиэтиленовыми замедлителями диаметрами 29,2 и 12,7 см и два - на основе реальных полей фазотрона. Спектр нейтронов 252Cf в замедлителе диаметром 29,2 см показан на рис. 12,

-1-1-Г-

-I_I_и

[щщтттшШ

Рис. 12. Спектр нейтронов изотопного источника 252СТ в полиэтиленовом замедлителе диаметром 29,2 см.

"Мягкое" опорное поле нейтронов было создано на фазотроне в лабиринте туннеля в цокольном этаже под главным залом ускорителя. ОП формировалось в режиме вывода пучка протонов с энергией 650 МэВ на толстую бериллиевую мишень, размещенную внутри мишенной станции в главном зале. Многократно рассеянные нейтроны натекали в область ОП через два проема в боковой и потолочной бетонной защите, расположенных вне прямой видимости из

И

10 10 10 10 10 10 кг 10 10 10 Энергия, МэВ

источников вторичного излучения. Градиент поля в туннеле достаточно велик, поэтому в качестве опорного поля рассматривался объем радиусом 20 см вокруг фиксированной точки. В "мягком" ОП использовалась система мониторирования

Рис. 13. Энергетические флюен-сы нейтронов в "мягком" ОП фазотрона, нормированные наток выведенного из фазотрона пучка протонов 1 мкА. А - пустой проем, Б - проем заложен слоем полиэтилена толщиной 9 см.

'о 810 и 6 10

и

и"

X @

о

.ш} . ■ ,.„*! , < ЧшА

Чц......."I......

4-103

10 10 10 10 10 10 10 10 10 10 ю" Энергия, МэВ

и ш

х

О

10 10 10 10° 10" 10 10 10 10 10 10

постоянства спектрального состава опорного поля и его мощности, зависящей от тока выведенного на мишень пучка. Мощность амбиентной эквивалентной дозы в данном опорном поле достигала 10 мЗв-час" что позволило использовать его для облучения детекторов с

Энергия, МэВ низкои чувствительностью.

Энергетический флюенс нейтронов в "мягком" ОП представлен на рис. 13 А. Другой вариант "мягкого" ОП формировался при перекрытии проема в лабиринт слоем полиэтилена толщиной 9 см (рис. 13Б).

В качестве "жесткого" ОП было выбрано поле за 2-х метровой бетонной защитой фазотрона. Поле формировалось нейтронами утечки из защиты, облучаемой вторичным излучением из камеры ускорителя и мишенной станции при выводе на бериллиевую мишень пучка протонов. Система мониторирования была аналогична системе в "мягком" ОП, но дополнительно контролировался флюенс высоко-энергетичных адронов. В пределах ± 50 см вокруг фиксированной точки поле излучения было практически равномерным. Вклад заряженных частиц (протонов) в полный флюенс адронов с энергией более 20 МэВ составил (3,7 ± 0,5) %. Спектр нейтронов, нормированный наток выведенного пучка 1 мкА, представлен на рис. 14.

В качестве параметра характеризующего "жесткость" поля нейтронов был

выбран индекс поля, пропорциональный отношению N10/^5, где N10 и N5 - показания детекторов тепловых нейтронов внутри замедлителей диаметрами 10 и 5 дюймов. Эта величина меняется в зависимости от спектрального состава поля и может служить для постоянного контроля его характеристик. Значения индексов ОП нейтронов перекрывают диапазон их вариаций в реальных полях нейтронов на ускорителях ОИЯИ, за исключением очень "жесткого" поля за тонкой ловушкой пучка релятивистских ядер синхрофазотрона.

Рис. 14. Энергетический флюенс нейтронов в "жестком" опорном поле фазотрона, нормированный на ток выведенного из фазотрона пучка протонов 1 мкА.

W"

х

О

И)"* иг ür иГ

ййиЛ,

_I, , I_I_1--I.

В опорных полях было организовано сличение методик и средств измерений дозиметри-Энергия, МэВ ческих и физических

характеристик полей нейтронов, используемых в ОИЯИ, ИФВЭ и ИАЭ (Сверк, Польша). Работа проводилась по программе координационного Совета МАЭП РФ по метрологии и радиационным измерениям в области высокоэнергетического ионизирующего излучения. Проведенное сличение средств измерений, используемых в качестве образцовых в указанных научных центрах, позволило получить оценки не исключенных систематических погрешностей измерений. В "мягком" опорном поле была проведена градуировка ряда средств оперативного и индивидуального контроля и был выполнен также цикл исследований функций откликов различных трековых, активационных и пузырьковых детекторов, используемых в ОИЯИ и ИЯФ (Чехия). Практически в то же время опорные поля нейтронов (в отличающемся наборе) были созданы на синхротроне ИФВЭ (Бритвич Г.И. и др.) и, несколько позднее, в ЦЕРНе (Klein Н. et al.).

Глава 4 посвящена описанию методических разработок в области радиометрии нуклонов в полях излучений ускорителей. • Главное отличие в измерениях за защитами по сравнению с традиционными методиками ядерной физики - это отсутствие выделенного в пространстве направления движения

исследуемого излучения. Так, в поле рассеянного излучения, при всевозможных направлениях нейтронов и при неопределенности моментов их рождения, методы ядер отдачи и времени пролета для целей спектрометрии не применимы. Другая особенность исследований характеристик нейтронных полей за защитами связана с необычайно широким энергетическим диапазоном. Причем физика процессов взаимодействия нейтронов разных энергий с веществом различается очень сильно, а вероятность их взаимодействия с веществом растет с уменьшением энергии. Поэтому в физике защиты основное применение получил метод косвенных измерений характеристик нейтронных полей, основанный на высокоэффективной регистрации замедленных в веществе нейтронов. Основным прибором для измерения энергетической зависимости флюенса нейтронов в смешанных рассеянных полях излучения является многосферный спектрометр, в основу которого заложена зависимость длины замедления нейтронов в водородсодержащем веществе от их энергии.

Многосферный спектрометр относят к классу приборов (методов), не имеющих энергетического разрешения в классическом смысле. Показания спектрометра N1 (скорость счета, имп-с"1) с замедлителем ¡-го диаметра связаны с мощностью энергетического флюенса нейтронов Ф(Е) (нейтрон-см интегральным уравнением Фредгольма I рода:

= /Ф(Е)-Я,(Е)(Ш 1=1,...,ш. (2)

Ея»

Здесь Етах, Етш - границы энергетического спектра, Т1;(Е) - функция чувствительности спектрометра с замедлителем ьго диаметра (имп-см2-нейтрон"1-МэВ). Результатом решения обратной задачи (системы алгебраизированных уравнений (2)) является нахождение распределения плотности вероятности Ф(Е), удовлетворяющего заданным Н при известных 11|(Е). В данной работе для восстановления спектров использовался метод статистической регуляризации (по Тихонову А.Н.) с привлечением качественной априорной информации о спектре. Априорная информация задается в виде требования гладкости искомого спектра Ф(Е), верхней энергетической границы спектра, флюенса нейтронов определенной энергетической группы, т. е. принципиально основывается на природе физических явлений. В работе анализируются проблемы восстановления спектров нейтронов высоких энергий и корректного расчета функций чувствительности многосферного спектрометра.

Уравнение Фредгольма отражает наиболее общие закономерности процессов измерения физических зависимостей, и может быть использовано для решения многих задач. Действительно, функции отклика ряда спектрометров имеют сложный вид или характеризуются невысоким аппаратурным разрешением. Примером этому может служить созданный для исследования дифференциальных по углу и энергии распределений потоков протонов за защитой ёЕ/ёх-спектрометр - спектрометр протонов по их энерговыделению в тонком пролетном детекторе. Такой тип спектрометра имеет ряд преимуществ, но редко применяется в физических экспериментах из-за плохого энергетического разрешения, которое определяется шириной на полувысоте распределения энерговыделений частиц в тонком пролетном детекторе. Для корректного учета разрешения данного спектрометра использовался метод решения системы интегральных уравнений. Спектрально-угловое распределение потоков протонов находилось путем решения следующей системы уравнений:

Ети

К,=Г(П> |Ф(ДЕ)<(Е)с1 , (3)

40

где К* - число событий в ьм канале аппаратурного спектра, Ф(П,Е)- искомая энергетически-угловая зависимость выхода протонов с единичной площадки защиты (протон-МэВ"1-см"2-ср"!), Г(П) - геометрический фактор спектрометра, £(Е) -функция чувствительности ьго канала (£(Е)-ДЕ - вероятность регистрации протона с энергией от Е до Е + АЕ в ьм канале аппаратурного спектра). Функции чувствительности определялись по расчетным функциям отклика спектрометра с учетом собственного разрешения прибора.

Тот же метод решения системы интегральных уравнений был использован при восстановлении спектров нейтронов из толстой мишени, облучаемой ядрами 12С. При создании спектрометра нейтронов по времени пролета существует альтернатива выбора между высокой эффективностью детектирования нейтронов е(Е) и высоким временным (и, следовательно, энергетическим) разрешением. С целью сокращения времени на набор статистики было отдано предпочтение высокой эффективности детектирования нейтронов (большой размер детектора и низкий порог регистрации импульсов). Ухудшение функции отклика спектрометра компенсировалось при этом решением системы интегральных уравнений:

N¡=8- |ф(Е)-£((Е)-К1(Е)ёЕ, (4)

где N1 - счет в ьм канале аппаратурного спектра, Б - площадь торца детектора, е^Е) - эффективность регистрации нейтронов детектором при пороге 1, 11|(Е) - вероятность регистрации импульса от нейтрона с энергией Е в в ¡-м канале аппаратурного спектра. В качестве энергетической функции отклика Я;(Е) бралось нормированное распределение, полученное из временной функции отклика спектрометра, данных градуировки и зависимости I = ^Е).

В главе 4 описаны конструкции многосферного спектрометра нейтронов, <1Е/с1х-спектрометра протонов и установки по измерению спектров нейтронов из мишени по времени пролета, методы их градуировки, особенности измерений, средства мониторирования пучков частиц.

Градуировка ёЕ/ёх-спектрометра проводилась по протонам упругого р-р рассеяния на пучке протонов с энергией 650 МэВ. В качестве мишеней использовались тонкая полиэтиленовая мишень и, эквивалентная ей по числу ядер углерода, графитовая (фоновая) мишень. Для обеспечения отбора событий упругого рассеяния на угол 9 под сопряженным углом 9' к спектрометру устанавливался телескоп сцинтилляционных счетчиков, который включался на совпадения со спектрометром. В результате градуировки была получена зависимость энерговыделений в ДЕ-детекгоре (Сз1(Т1) толщиной 2,4 мм) от энергии протонов и определены функции отклика спектрометра в широком диапазоне энергий протонов. В работе приведены также примеры использования ёЕ/ёх-спектрометра для исследований протонного компонента полей излучения в различных ситуациях. Позднее в ИФВЭ для тех же целей был создан АЕ-Е спектрометр заряженных частиц (Пелешко В.Н.).

Основными проблемами при измерении спектров нейтронов из мишени на синхрофазотроне являлись: временная структура выведенного пучка ядер, наличие значительного фона рассеянных нейтронов в экспериментальном зале и корректный расчет эффективности нейтронного детектора. Запуск спектрометра от каждого налетающего на мишень ядра 12С при наличии временной микроструктуры пучка требует, чтобы сигналы "старт" соответствовали одному единственному ядру в банче и были отделены друг от друга на интервал, больший временного диапазона время-амплитудного преобразователя. Для обеспечения этого условия измерения

проводились при низкой интенсивности пучка и использовалась электронная выбраковка сигналов "старт" от непустых банчей, содержащих более одного ядра. Фон рассеянных нейтронов измерялся под каждым углом с массивным теневым железным поглотителем, устанавливаемым между мишенью и нейтронным детектором. Эффективность регистрации нейтронов, нормально падающих на торец нейтронного детектора (пластический сцинтиллятор), рассчитывалась по программе STANTON.

Для измерения абсолютного числа частиц в экспериментах на пучках применялись различные ионизационные камеры, работающие в токовом режиме, и телескопы сцинтилляционных счетчиков. Для надежного мониторирования пучков ядер была специально разработана высокочувствительная ионизационная камера, рабочий диапазон которой перекрывал рабочий диапазон телескопа сцинтилляционных счетчиков.

Недостаточная информативность многосферного спектрометра в области высоких энергий нейтронов является его основным недостатком при измерении спектров нейтронов на ускорителях. В разных научных центрах для улучшения восстановления высокоэнергетичной части спектров нейтронов используют разные подходы. Так, в ИФВЭ применялись дополнительные гетерогенные замедлители из полиэтилена, окруженного слоем металла (Крючков В.П. и др.), в ОИЯИ в систему уравнений включались показания углеродсодержащего активационного детектора с порогом 20 МэВ. Тем не менее, эти подходы не снимают данную проблему в целом. Этот недостаток многосферной методики стимулировал разработку нового способа спектрометрии нейтронов в полях смешанного рассеянного излучения. Был создан новый высокочувствительный прибор для оперативного измерения спектров, дозы и флюенсов высокоэнергетичных нейтронов в полях смешанного рассеянного излучения за защитами ускорителей (НДС по аббревиатуре "потокомер-дозиметр-спектрометр"). В качестве детектора нейтронов высокой энергии использовался пластический сцинтиллятор на основе полистирола объемом 1574 см3, имевший форму симметричного восьмигранника вращения, что практически обеспечивало изотропность прибора Детектор с двух плоских сторон просматривался двумя фотоумножителями, включенными на совпадения, сигналы которых суммировались затем в спектрометрическом канале. Со всех сторон детектор был окружен вето-счетчиком из пластического сцинтиллятора для режекции внешних заряженных

частиц. Принципиальной особенностью прибора является способ извлечения информации об энергетическом распределении флюенса нейтронов из аппаратурного спектра. Для этого используется зависимость эффективности детектирования нейтронов от уровня дискриминации импульсов. Расчет функций отклика и эффективностей детектора при различных порогах проводился по модифицированной программе STANTON с учетом снижения эффективности из-за самозапрета регистрации вето-счетчиком длиннопробежных продуктов взаимодействия нейтронов в детекторе, а также краевого эффекта. Для задания порогов регистрации импульсов шкала анализатора градуировалась в единицах МэВ э.э.э. (эквивалентной энергии электронов). Поскольку при восстановлении спектров высокоэнергетичных нейтронов использовались высокие значения порогов регистрации импульсов, традиционная градуировка детектора по краям распределений комптоновских электронов от моноэнергетических гамма-источников была недостаточна. Градуировка выполнялась по мюонам космического происхождения (собирался вертикальный телескоп из детектора ПДС и двух сцинтилляционных счетчиков) и путем засветки нейтронного детектора от светодиода через диафрагму с калиброванными отверстиями.

Восстановление спектров нейтронов осуществлялось путем решения системы интегральных уравнений по аналогии с многосферным спектрометром. Различие состояло в том, что изменяемым параметром являлся не диаметр сферических замедлителей, а порог регистрации импульсов j. Система интегральных уравнений ПДС записывается в виде:

Етк

Sj =Р- |Ф(Е)-еДЕ)с1Е, j = 1,...., т.

Етш

В левой части уравнения стоит сумма событий Sj в каналах аппаратурного спектра больших порога j (э.э.э.). ej(E) - энергетическая зависимость эффективности регистрации нейтронов с порогом регистрации j; Р - площадь поперечного сечения детектора (Р-е есть чувствительность спектрометра); Ф(Е) - энергетическое распределение флюенса нейтронов. Поскольку в качестве детектора использовался пластический сцинтиллятор, не обладающий способностью идентификации нейтронов и гамма-квантов по форме импульса, минимальное значение порога j выбиралось на уровне 7-10 МэВ э.э.э. (в этом случае гамма-кванты, выходящие из защиты, практически не регистрируются, т.к. их энергия не превышает 10 МэВ).

Суммарное сечение реакций высокоэнергетичных нейтронов с образованием заряженных частиц в сцинтилляторе составляет сотни миллибарн, поэтому прибор обладает высокой чувствительностью (до 1 имп-см2-нейтрон"1). Минимальное же значение достоверно измеряемого флюенса нейтронов определяется, главным образом, эффективностью запрета регистрации заряженных частиц охранным сцинтиллятором. Измерения, выполненные с ПДС, размещенным внутри низкофоновой защиты, позволили оценить это значение в (3-4)-1О"4 нейтрона-см"2-с"1.

В последние несколько лет резко обострился интерес к измерениям спектров нейтронов космического происхождения в связи с возникшей проблемой профессионального облучения гражданских пилотов, регулярно выполняющих дальние перелеты на больших высотах. Высокая чувствительность прибора позволяет быстро измерять нейтроны космического фона даже на уровне моря и оценивать вклад заряженной компоненты. Измерения с помощью ПДС высокоэнергетичной части спектра нейтронов космического происхождения были выполнены дважды, летом 1984 г. и осенью 1988 г. в периоды умеренной солнечной активности. Измерения проводились на территории ОИЯИ (высота над уровнем моря ~ 125 м, сев. широта 57°) в перерывах работы ядерно-физических установок. Восстановленный по показаниям ПДС спектр нейтронов приведен на рис. 15. Данный спектр (в единицах Ф(Е)хЕ) обнаруживает максимум в районе 120 МэВ , как и во многих "жестких" спектрах нейтронов за защитами ускорителей.

Рис. 15. Энергетические флюенсы нейтронов космического происхождения у поверхности земли. Сплошные линии - границы коридора погрешностей спектра, измеренного ПДС в Дубне 12.09.88 г.; пунктир - спектр, измеренный многосферным спектрометром в Брауншвейге (А1еуга А.У. е!;. а1., лето 1997 г.), и нормированный на максимум спектра в Дубне).

В измерениях 1988 г. было 0 50 100 150 230 250 300 350 400 450 г

Энергия, МэВ получено значение мощности флюен-

са космических нейтронов с энергией более 32 МзВ равное (4,81 ± 0,56)-10"3 см'^с'1.

Флюенс заряженного компонента в этом же измерении составил 1,7-10"2 см"2-с"1. Вклад нейтронов с энергией более 32 МэВ в полный флюенс космических нейтронов составляет ~ 30 %, т. е. спектр космических нейтронов относится к классу достаточно "жестких" даже среди ускорительных спектров.

Вид функций отклика ПДС е^(Е) позволяет подобрать такие их линейные комбинации, которые удовлетворительно описывают ход энергетических зависимостей удельных максимальной и амбиентной доз нейтронов Ьт(Е) и Ь*(Е), т. е. ' ~ Ьга или Ь*(Е) во всем энергетическом диапазоне. Соответственно, дозы Нш или Н*(10) спектра нейтронов Ф(Е), определяемые как Н = ]Ф(Е)-11(Е)сШ,

в этом случае могут быть оперативно определены непосредственно из показаний ПДС без восстановления спектров нейтронов. Аналогично, линейная комбинация функций позволяет получить квазипотокомер нейтронов в диапазоне энергий 20-500 МэВ (рис. 16).

Рис. 16. Функция чувствительности квази-потокомера на основе ПДС.

В течение нескольких лет ПДС применялся для измерений спектров рассеянных нейтронов в полях фазотрона и синхрофазотрона ОИЯИ. Исследовалась также возможность восстановления спектра нейтронов по совместным показаниям многосферного спектрометра и ПДС. Функции чувствительности обеих методик хорошо дополняют друг друга, и в диапазоне энергий 50-200 МэВ их поведение кардинально отличается. Полученные результаты показали перспективность объединения методик для восстановления спектров нейтронов в широчайшем диапазоне энергий.

В главе 5 описаны методические разработки, выполненные для регистрации нейтронов в экстремальных условиях - при очень короткой длительности импульса излучения и при высокой мощности сопутствующего гамма-фона. Для радиометрии нейтронов в условиях короткой длительности импульса излучения при регистрации нейтронов на опытной установке термоядерного синтеза был использован метод, сочетающий в себе преимущества как активного, так и пассивного методов

Энергия, МэВ

регистрации излучения. Нейтроны термализовывались в полиэтиленовом замедлителе размерами примерно 45x30x30 см3 и затем взаимодействовали с активационным детектором в виде пластины из натурального индия (рис. 17). Основной вклад в показания прибора дают два образующихся изотопа - 491пц6 и

Рис. 17. Схематический вид радиометра быстрых нейтронов на основе 1п-детектора в замедлителе.

49т

1ппбга2, которые имеют короткие периоды полураспада (14,1 с и 2,16 с) при больших сечениях образования на тепловых нейтронах. Электроны регистрируются двумя газоразрядными бета-счетчиками СБТ-10, смонтированными вплотную по обе стороны детектора. Нижняя энергетическая граница детектируемых электронов - 50 кэВ. Для достижения максимальной чувствительности радиометра к нейтронам его конструкция была оптимизирована. Для заданной геометрии "источник-прибор" оказалось целесообразным размещение детектора в передней части замедлителя, с тем, чтобы детектор регистрировал, главным образом, обратно рассеянные нейтроны. Это обеспечило высокую чувствительность данного метода при полной независимости от временной структуры нейтронного излучения. Так, для спектра нейтронов источника 252С£" чувствительность радиометра составила ~ 4 имп-см2-нейтрон"1.

Датчики автоматизированных систем радиационного контроля в местах хранения делящихся веществ должны регистрировать относительно слабые потоки нейтронов спонтанного деления в присутствии мощного гамма-фона (до нескольких кР/час). Используемые на Западе для этих целей газоразрядные пропорциональные счетчики на основе 3Не и 10В плохо работают в этих условиях. В России был разработан специальный вид газоразрядного счетчика, работающего в режиме коронного разряда (стационарной формы самостоятельного разряда), который не производится и практически неизвестен за рубежом. В России коронные счетчики медленных нейтронов производятся как с аморфным борным радиатором и наполнением смесями "негасящих" газов, так и с наполнением 3Не. В частности, на

СН2

СБТ-10

основе коронных счетчиков нейтронов созданы датчики нейтронов автоматизированных систем радиационного контроля на ускорителях ОИЯИ.

Большая амплитуда импульсов коронных счетчиков позволяет надежно дискриминировать гамма-кванты при существенно больших уровнях мощностей доз по сравнению с пропорциональными счетчиками. По заказу МАГАТЭ были проведены сравнительные исследования характеристик различных счетчиков в полях нейтронов с высокими уровнями гамма-фона и оптимизированы конструкции датчиков нейтронов для работы, как в воздушной, так и в водной среде. Исследование влияния гамма-фона на работу счетчиков проводилось на терапевтической гамма-установке "Рокус-М" клинико-физического комплекса с активностью источника 60Со 3,5 кКи.

Рис. 18. Зависимость чувствительностей нейтронных счетчиков СНМ-32, КБ-Р4-0810-204 и 118-Р7-0812-117 от мощности экспозиционной дозы сопутствующего гамма-излучения.

Мощности экспозиционной дозы гамма-квантов составляли 3,5; 22,4; 363,6 и 1740 Р-час"1. Результаты сравнения чувствительностей коронного счетчика СНМ-32 и пропорциональных газоразрядных счетчиков на основе 3Не (К8-Р4-0810-204) и 10В (118-Р7-0812-117) фирмы ЯеШег^окез (США) представлены на рис. 18. Видно, что начиная с уровня экспозиционной дозы - 100 Р/час отечественные коронные счетчики не имеют конкурентов. По эффективности же регистрации нейтронов коронные счетчики вполне сравнимы с пропорциональными гелиевыми счетчиками. Еще одним преимуществом коронных счетчиков является возможность передачи импульсов без предварительного усиления из зоны с большими уровнями мощностей доз на большое расстояние, поскольку радиационная стойкость элементов предусилителя является серьезной проблемой для датчиков на основе пропорциональных счетчиков. Для работы в системах контроля МАГАТЭ в полях с мощным гамма-фоном был разработаны герметичные выносные датчики нейтронов на основе отечественных коронных счетчиков СНМ-18 и СНМ-11.

ю' ю1 ю2 ю" кг

Мощность попы 7-квантоп Р-ч"!

Глава 6 посвящена физическому обеспечению радиобиологических экспериментов на ускорителе тяжелых релятивистских ядер. С началом работы Нуклотрона ОИЯИ на физические эксперименты создалась уникальная возможность моделирования в земных условиях радиобиологических эффектов, возникающих под действием галактического космического излучения. В настоящее время возможна работа на Нуклотроне с ядрами до Бе включительно с энергиями до 3 ГэВ/нуклон. Соответствующим выбором заряда и энергии частиц можно моделировать спектр линейных передач энергии (ЛПЭ) в широких пределах (от ~ 0,2 кэВ/мкм до ~ 200 кэВ/мкм). В течение 1998-2004 гг. на Нуклотроне были выполнена серия экспериментов по облучению лимфоцитов периферической крови человека и культур млекопитающих в пучках ядер с различными ЛПЭ (таблица 1).

Таблица 1. Радиобиологические эксперименты на пучках ядер Нуклотрона.

Ядра р Не С С Аг Бе

Энергия, ГэВ/нуклон 1,0 0,5 1,0 0,475 0,5 1,0 1,25

Ь»в крови, кэВ-мкм 1 0,233 1,157 8,40 10,65 39,62 75,5 151,4

Поскольку значение поглощенной дозы пропорционально потоку ядер, то для обеспечения равенства дозы в пределах области пространства, которую занимает биологический образец, при облучении формировалась геометрия "широкого" пучка (квазиплоское дозовое поле) путем расфокусировки пучка ядер. Схематический вид установки для облучения радиобиологических объектов показан на рис. 19.

Рис. 19. Схема установки для облучения биологических образцов на пучках ядер Нуклотрона ОИЯИ.

Пучок формируется

таим образом, чтобы в пре-

елах этой области однород-

ость поля по осям X и У

составляла ± 5 %. Измерение потока ядер производится специальной ионизационной мониторной камерой с

размерами чувствительной области 42 х 42 мм2, размещаемой в пучке перед

облучаемым объектом. Заряд, собираемый на электроде камеры, квантуется на входе

Многоггроволочная ионизационная камера

Магнитные линзы

РЗ

Ионопровод

Активационные детекторы

\ Образец крови

к

-11-—

/I

Мониторнал Матрица ТЛД

камера

преобразователя ток-частота и количество выходных импульсов преобразователя пропорционально суммарному заряду, т. е. энерговыделению частиц в камере. Рис. 20 демонстрирует линейную зависимость чувствительности камеры от ЛПЭ

ядер.

Рис. 20. Результаты градуировки мониторной камеры на пучках ядер Ыуклотрона.

1е-6 1е-5 1е-4

Чувствительность камеры, имп/ядро

При условии соблюдения

электронного равновесия в образце

и пренебрежимой малости потерь

энергии частиц за счет их

взаимодействия с ядрами вещества,

поглощенная доза Б для моноэнергетических частиц может быть определена как: (Ш,

1> = N • —- /р , где N - поток частиц (см"2), прошедших через образец за время ах в

экспозиции; >Р - массовая электронная тормозная способность вещества для частиц с энергией Е. Показано, что для используемых в облучениях биологических образцов условия электронного равновесия выполняются с высокой точностью. Определены поправки к поглощенной дозе протонов и ядер на их ядерное взаимодействие с веществом образцов.

ОСНОВНЫЕ НАУЧНЫЕ И ПРАКТИЧЕСКИЕ РЕЗУЛЬТАТЫ 1. Исследованы дифференциальные и интегральные характеристики заряженного и нейтронного компонентов полей вторичного излучения вокруг толстых мишеней, имитирующих детали ускорителей, при облучении их протонами, альфа-частицами и ядрами углерода высоких энергий на фазотроне и синхрофазотроне ОИЯИ. Впервые были получены экспериментальные данные по спектрально-угловым выходам нейтронов из толстой медной мишени, бомбардируемой высокоэнергетичными ядрами 12С, а также спектрально-угловые распределения нейтронов в диапазоне энергий от десятков кэВ вокруг толстой свинцовой мишени подкритической сборки. Выполненные эксперименты обладают достаточной полнотой исходной информации и могут использоваться для проверки программ и моделей развития в веществе межьядерного каскада, инициированного протонами и ядрами. Такие проверки были осуществлены для

ряда программ по расчету выхода излучения из толстых мишеней. Экспериментальные данные, полученные на пучках релятивистских ядер, использованы при разработке феноменологической модели прогнозирования радиационной обстановки на синхрофазотроне, УКТИ и Нуклотроне ОИЯИ. Экспериментальные данные по характеристикам поля вокруг свинцового сердечника, облучаемого пучком протонов, использовались при проектировании опытной электроядерной установки на основе фазотрона ЛЯП (подкритической сборки SAD).

2. Цикл исследований полей рассеянного излучения за защитами фазотрона и синхрофазотрона ОИЯИ позволил выявить ряд закономерностей и механизмов формирования полей в различных условиях. Экспериментально определен вклад заряженного компонента в полный флюенс адронов за защитами, изучен характер угловых распределений выходящих из защиты протонов, определен диапазон возможных вариаций спектров рассеянных нейтронов в зависимости от режимов работы ускорителей и геометрии облучения защиты. Установленный вид угловых распределений нуклонов утечки из защиты позволяет уточнить расчеты распространения излучений во внешней среде вокруг ускорителей. В базовом эксперименте по физике защиты на фазотроне впервые были изучены двойные дифференциальные характеристики поля рассеянного излучения. Данные этого эксперимента позволяют осуществить проверку методов расчета защиты и программ транспорта излучений через массивные слои вещества Результаты исследований позволили улучшить достоверность радиационного контроля на ускорителях ОИЯИ и оценить вклад различных компонентов поля рассеянного излучения в эквивалентную дозу и показания дозиметров.

3. Созданные опорные поля нейтронов явились новым подходом к метрологическому обеспечению радиационного контроля на ускорителях. Для того, чтобы расширить энергетический диапазон опорных полей нейтронов, были созданы опорные поля не только на основе изотопного источника 252Cf, но и на базе реальных полей излучения на фазотроне на энергию протонов 660 МэВ. Опорные поля использовались для сличения средств и методик радиационного контроля ОИЯИ, ИФВЭ, ИАЭ (Польша), исследования характеристик и отклика радиационных детекторов, градуировки радиометров и дозиметров нейтронов.

4 Развиты методики радиометрии и спектрометрии нейтронов и заряженных частиц в полях вторичного и рассеянного излучения на ускорителях. Создан не имеющий аналогов высокочувствительный прибор для измерения спектра, флюенса и дозы высокоэнергетичных нейтронов. С помощью этого прибора измерен спектр высокоэнергетичных нейтронов космического происхождения у поверхности земли. Показана на примере различных экспериментальных методик универсальность и целесообразность восстановления спектров излучения путем решения систем интегральных уравнений в случаях плохого энергетического разрешения или особого вида функций чувствительности. Показана возможность успешного использования многосферного спектрометра в измерениях вторичных нейтронов из мишеней в экспериментах на пучках частиц. Разработаны радиометры нейтронов для работы в экстремальных условиях (импульсная термоядерная установка и радиационный контроль нераспространения делящихся веществ).

5. Создано физическое обеспечение радиобиологических исследований на пучках протонов, ядер 4Не, I2C, 24Mg, 40Ar и 56Fe Нуклотрона ОШШ, оценены методические погрешности измерений поглощенной дозы и выполнены облучения биологических образцов.

Содержание диссертации отражено в следующих публикациях:

1. Алейников В.Е., Гердт В.П., Тимошенко Г.Н. Измерение спектров протонов высокой энергии, выходящих из защиты синхроциклотрона на энергию 660 МэВ. Атомная энергия, т. 41, вып. 5, 1976, с. 332.

2. Алейников В.Е., Тимошенко Г.Н., Хан Г. Сцинтилляционный спектрометр протонов высокой энергии. Kernenergie, v. 21, № 6, 1978, р. 181.

3. Алейников В.Е., Комочков М.М., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Измерение угловых распределений потоков протонов, выходящих из защиты синхроциклотрона на энергию 660 МэВ. Препринт ОИЯИ PI 6-11891, Дубна 1978.

4. Алейников В.Е., Комочков М.М., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Угловые распределения протонов за бетонной защитой синхроциклотрона на энергию 660 МэВ. Kernenergie, v. 22, № 2, 1979, р. 416.

5. Алейников В.Е., Комочков М.М., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н., Хан Г. Спектрально-угловые характеристики протонного компонента поля излучения за

защитой синчроцнклотрона на энергию 660 МэВ. Препринт ОИЯИ ib-!2732. Дубка. 1979: Атомная энергия, т. 49, вып. 3, 1980, о. ¡88.

6. Алейников В.Б . Комочков М.М., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Заряженный компонент нейтронного пучка синхроциклотрона ЛЯП ОИЯИ. Сообщение ОИЯИ Б1-16-80-15 7. Дубна, 1980.

7. Алейников В.Е., Солодило в A.B.. Тимошенко Г.Н., Хан Г. Использование счетчика с пластическим сцинтиллятором для определения эквивалентной дозы и флюенса нейтронов с энергией от 10 до 300 МэВ. Сообщение ОИЯИ Р16-80-453, Дубна, ¡980.

8. Алейников В.Е., Солодилов A.B., Тимошенко Т.Н., Хан Г. Сцинтилляционный

счетчик для определения эквивалентной дозы и флюенса высокоэнергетичных нейтронов. Kernenergie, v. 35. № 3, 1980, р. 82.

9. Алейников В Н. Тимошенко Г.Н. Вклад протонов в показания дозиметров ИФКн, ДН-А-! и углеродсодержащих детекторов за зашитой синхроциклотрона ЛЯП ОИЯИ. Сообщение ОИЯИ 16-81-103, Дубна, 1981.

10. Алейников В Е., Бамблевский В.П., Бескровная Л,Г., Бе Ен Гван, Касканов Г.Я., Комочков ММ., Никитин А.Д., Солодилов A.B., Тимошенко Г Н , Череватенко А.П. Поле излучения от толстой медной мишени при бомбардировка её протонами с энергией 3,65 ГэВ. В трудах VIII Всесоюзного совещания по ускорителям заряженных частиц (Дубна, 1982), т 2, Дубна, 1983, с. 189.

11. Алейников В.Е.. Солодилов A.B., Тимошенко Г.Н., Хан Г. Исследование функций отклика потокомера-дозиметра нейтронов высокой энергии. Сообщение ОИЯИ 16-82-419, Дубна, 1982.

12. Алейников В.Е., Тимошенко Г.Н. Дифференциальные характеристики полей протонов, образуемых вокруг толстых мишеней и за защитой ускорителей на энергии до 1 ГэВ. Сообщение ОИЯИ 16-82-443, Дубна, 1982.

13 Алейников В.Е., Комочков М М, Солодилов A.B., Тимошенко Г.Н. Использование счетчика с пластическим сцинтиллятором для измерения спектров нейтронов высокой энергии. Препринт ОИЯИ 16-82-444, Дубна, 1982; Атомная энергия, т. 54, вып 1, 1983, с. 68.

14 Алейников В.Е., Тимошенко Г.Н. Угловое распределение потоков заряженных частиц из толстой мишени, облучаемой р, а, 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон.

Препринт ОИЯИ PI6-83-359, Дубна, 1983; Атомная энергия, т. 55, вып 6, 1983, с. 412.

15. Алейников В.Е., Солодилов A.B., Тимошенко ПН. Измерение методом времени пролета спектра нейтронов из толстой медной мишени, облучаемой ядрами 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон. Препринт ОИЯИ 16-85-97, Дубна, 1985; Аннот. IX Всесоюзного совещания по ускорителям заряженных частиц, Р9-84-641, Дубна, 1985, с. 87.

16. Алейников В.Е., Солодилов A.B., Тимошенко ПН Пото ко м ер-доз и м етр нейтронов высокой энергии. Препринт ОИЯИ 16-85-34, Дубна, 1985; Kernenergie, v. 28, No 9, 1985, р. 376.

П.Крылов А.Р., Jle Ха Тхо, Тимошенко ПН. Дифференциальные по углу выходы заряженных частиц из толстой свинцовой мишени, облучаемой релятивистскими протонами и ядрами. Сообщение ОИЯИ 16-85-347, Дубна, 1985.

18. Тимошенко П.Н. Экспериментальные исследования дифференциальных характеристик полей нуклонов высокой энергии на синхроциклотроне и синхрофазотроне ОИЯИ. Автореферат диссертации на соискание ученой степени к. физ.-мат. наук, 16-86-539, Дубна, 1986.

19. Бамблевский В.П., Крылов А.Р., Тимошенко П.Н. Сравнение расчетных и экспериментальных характеристик полей вторичного излучения вблизи толстой мишени, облучаемой легкими релятивистскими ядрами. Препринт ОИЯИ 16-86486, Дубна, 1986; В трудах X Всесоюзного совещания по ускорителям заряженных частиц (Дубна, 1986), т. 2, 1987, с. 368.

20. Крылов А.Р., Тимошенко П.Н. Новый тип спектрометра нейтронов высокой энергии для исследований в области физики защиты и дозиметрии. Сообщение ОИЯИ 16-88-65, Дубна, 1988

21. Крылов А.Р., Тимошенко П.Н. Спектрометр нейтронов с энергией > 20 МэВ для исследований в области радиационной физики. Приборы и техника эксперимента, № 3, 1989, с. 42.

22. Бамблевский В.П., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Характеристики полей излучения за защитами каналов транспортировки пучков легких релятивистских ядер. Сообщение ОИЯИ 16-88-613, Дубна, 1988.

ттт&ятт

SÜMiMITEIU! 33 €.®те@9т

23 Svryiov A.R., Tirnoshenko G.N. High-Energy Neutron Spectrometry in ¡VHxeu Undirectional Radiation Fields Behind Accelerator Shielding. Preprint JiNR Н!(>;-;9-59. Dubna, i')89; Radiation Protection Dosimetry, v. 30, No 2, 1990, p. 107.

24. Бамблевскнй В.П., Крылов A.F., Тимошенко Г.il Прогнозирование радиационных полеГ? и л ускорителях релятивистски* ядер. Часть 2. Проверка алгоритма расчета дифференциальных характеристик полей вторичного адронного излучения из мишеней, облучаемых релятивистскими ядрами. Сообщение 011Я1-1 16-89-627, Дубна, ¡989.

25. Бамблевский В.П., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Прогнозирование радиационных полей на ускорителях релятивистских ядер. Часть 3. Проверка алгоритма расчета характеристик полей рассеянного нейтронного излучения за защитами на ускорителях релятивистских ядер. Сообщение ОИЯИ ! 6-89-62.1 /Дубна, 1989.

26. Aleinikov V.E., Krylov A.R., Tirnoshenko G.N. Neutron Dose Equivalent Determination Technique in the Energy Range from Thermal to High-Energy Neutrons Preprint JIN'R El6-89-668, Dubna, 1989; Radiation Protection Dosimetry, v. 30, No 4, 1990, p. 267.

27. Крылов A.P., Тимошенко Г.Н. Спектрометрия нейтронов высокой энергии в полях излучения за защитами ускорителей ОИЯИ. Приборы и техника эксперимента, № 3, 1992, с. 67.

28. Алейников В.Е., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Измерения спектров нейтронов в полях жесткого рассеянного излучения в диапазоне энергий от 10 s до сотен МэВ. Сообщение ОИЯИ Р16-91-177, Дубна, 1991.

29. Алейников В.Е., Бамблевский В.П., Комочков М.М., Крылов А.Р., Мокров Ю.В., Тимошенко Г.Н. Опорные поля нейтронного излучения для метрологического обеспечения радиационного контроля. Препринт ОИЯИ Р16-92-36, Дубна, 1992; Приборы и техника эксперимента, № 3, 1993, с. 197.

30. Aleinikov V.E., Tirnoshenko G.N. Reference Neutron Fields for Metrology of Radiation Monitoring. Radiation Protection Dosimetry, v. 54, No. I, 1994, p. 57.

31. Aleinikov V.E., Tirnoshenko G.N. Neutron Spectrometry for Radiation Protection at the JI NR. in Proc. of 1996 International Congress on Radiation Protection (April 14-19, Vienna, Austria, 1996), v. 4, 1996, p. 350.

32 Алейников B E , Архипов В. А., Бескровная Л Г , Тимошенко Г.Н. Характеристики газоразрядных счетчиков медленных нейтронов при работе в полях с высоким уровнем гамма-фона. Препринт ОИЯИ Р16-97-158, Дубна, 1997.

33. Bamblevski VP, Krylov A.R., Timoshenko G.N. The Technique of Measuring Relativistic Proton Absorbed Dose in Thin Biological Samples. Preprint JINR E16-99-47, Dubna, 1999.

34. Bamblevski V.P., Krylov A.R., Timoshenko G.N. The Neutron Counter with Indium Detector. Preprint JINR, E13-2000-264, Dubna, 2000.

35. Bamblevski V.P., Krylov A.R., Polanski A., Timoshenko G.N., Shvetzov V.N. The Investigation of the Radiation Field Around the Thick Lead Target Irradiated by the 650 MeV Protons. Part 1. The Neutron Spectra Measurement around the target. Preprint JINR EI-2000-307, Dubna, 2000.

36. Bamblevski V.P., Krylov A.R., Spurny F., Timoshenko G.N. The Measurement of the Absorbed Dose in Thin Blood Samples Irradiated by Relativistic Protons. Radiation Measurements, v. 33, 2001, p. 151.

37. Тимошенко Г.Н. Физические аспекты радиобиологических экспериментов на пучках релятивистских ядер Нуклотрона. Сообщениё ОИЯИ Р16-2003-62, Дубна, 2003.

38. Bamblevski V.P., Krylov A.R., Timoshenko G.N. The neutron counter for using under extreme experimental condition. Proc. of the XIII Conference on charged particle accelerators (RUPAC-2002), Obninsk, 2004, v. 1, pp. 301-306.

39. Bamblevski V.P., Krylov A.R., Polanski A., Timoshenko G.N., Shvetsov V.N. The measurement of the differential and integral characteristics of the radiation field around the lead core of the subcritical assembling irradiated with 650 MeV protons. Proc. of the XIII Conference on charged particle accelerators (RUPAC-2002), Obninsk, 2004, v. 1, pp. 286-294.

40. Timoshenko G.N. and Bamblevski V.P. Heavy Nuclei Dosimetry in Radiobiological Experiments at the Nuclotron. Adv. Space Res. (to be published).

Получено 29 марта 2005 г.

РНБ Русский фонд

2006-4 6952

Отпечатано методом прямого репродуцирования с оригинала, предоставленного автором.

Макет Н. А. Киселевой

Подписано в печать 15.04,2005. Формат 60 X 90/16, Бумага офсетная. Печать офсетная. Усл. печ. л. 2,13. Уч.-изд. л. 2,41. Тираж 100 экз. Заказ № 54840,

Издательский отдел Объединение] 141980, г. Дубна, Mockobci E-mail: publi www.jinr.

ВВЕДЕНИЕ. 3

ГЛАВА 1. ПОЛЯ ВТОРИЧНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ. 30

1.1. Поля вторичного излучения из толстых мишеней, облучаемых релятивистскими протонами и ядрами на синхрофазотроне. 32

1.1.1. Угловые распределения заряженных частиц вокруг толстых медной и свинцовой мишеней, облучаемых протонами, ядрами

4Не и 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон. 32

1.1.2. Энергетические распределения нейтронов из толстой медной мишени, облучаемой ядрами 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон . 41

1.2. Энергетические распределения нейтронов из толстой свинцовой мишени, облучаемой протонами с энергией МэВ. 46

ГЛАВА 2. ПОЛЯ СМЕШАННОГО РАССЕЯННОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ЗА

ЗАЩИТАМИ . 54

2.1. Экспериментальные исследования за защитой фазотрона. 56

2.2. Исследования угловых распределений потоков протонов и вклада протонов в суммарный поток частиц за защитами фазотрона и синхрофазотрона. 71

2.3. Экспериментальные исследования за защитой синхрофазотрона. 80 1

2.4. Исследования энергетических распределений нейтронов за защитами фазотрона и синхрофазотрона. 88

2.5. Влияние заряженного компонента полей смешанного рассеянного излучения за защитами ускорителей на показания средств радиационного контроля. 91

ГЛАВА 3. ОПОРНЫЕ ПОЛЯ НЕЙТРОНОВ. 97

3.1. Градуировка средств измерений в опорных полях. 110

ГЛАВА 4. МЕТОДИЧЕСКИЕ РАЗРАБОТКИ В ОБЛАСТИ РАДИОМЕТРИИ

НУКЛОНОВ В ПОЛЯХ ИЗЛУЧЕНИЙ УСКОРИТЕЛЕ. 113

4.1. Метод обработки спектрометрической информации путем решения системы интегральных уравнений . 119

4.2. Многосферная методика в экспериментах по исследованию рассеянного и вторичного излучения на ядерно-физических установках ОИЯИ. 125

4.3. Комбинированный прибор для дозиметрии и радиометрии нейтронов высокой энергии в полях смешанного рассеянного излучения. 136

4.3.1. Градуировка комбинированного прибора, исследование его характеристик и восстановление спектров нейтронов по его показаниям. 143

4.3.2. Измерение спектров нейтронов космического происхождения. 154

4.3.3. Использование комбинированного прибора для оперативного определения эквивалентной дозы и флюенса нейтронов с энергией 20-400 МэВ . 157

4.4. dE/dx-спектрометр протонов. 161

4.4.1. Градуировка dE/dx-спектрометра по протонам упругого р-р рассеяния и восстановление спектров протонов. 163

4.4.2. Измерения dE/dx-спектрометром на пучках фазотрона. 169

4.5. Спектрометр по времени пролета для исследования полей вторичных нейтронов на пучке релятивистских ядер. 172

4.5.1. Обработка аппаратурных спектров и восстановление нейтронов. 179 л 4.6. Средства мониторирования пучков частиц. 181

ГЛАВА 5. РАДИОМЕТРИЯ НЕЙТРОНОВ В ЭКСТРЕМАЛЬНЫХ

УСЛОВИЯХ. 185

5.1. Радиометр нейтронов с индиевым детектором для регистрации термоядерных нейтронов. 186

5.2. Датчик нейтронов для работы в полях с высоким уровнем гамма-фона при контроле нераспространения делящихся веществ. 193

ГЛАВА 6. ФИЗИЧЕСКОЕ ОБЕСПЕЧЕНИЕ РАДИОБИОЛОГИЧЕСКИХ

ЭКСПЕРИМЕНТОВ. 201

Поля излучений, формируемые при работе ускорителей тяжелых заряженных частиц, отличаются значительным разнообразием и сложностью компонентного и спектрального состава по сравнению с полями на других ядерно-физических установках, в частности, на реакторах. Поля излучений на ускорителях формируются за счет взаимодействия ускоренных заряженных частиц с веществом. При прохождении через вещество, первичные заряженные частицы испытывают электромагнитные и ядерные взаимодействия. Для тяжелых заряженных частиц, при взаимодействии с электрическими полями атомов, доминирующими электромагнитными процессами являются упругие рассеяния в кулоновских полях атомов и неупругие процессы ионизации и возбуждения атомов. Сечения упругих и неупругих столкновений частиц с атомными ядрами на несколько порядков меньше, чем сечения электромагнитных взаимодействий, однако для ядерных реакций характерны существенные изменения кинематических характеристик налетающих частиц. В каждом акте неупругого ядерного взаимодействия рождается множество вторичных частиц, главным образом, адронов (внутриядерный каскад). В результате реакций расщепления ядер вещества и фрагментации ядер-снарядов могут образовываться и более сложные продукты. Энергия многих вторичных частиц такова, что они, в свою очередь, могут формировать в последующих ядерных взаимодействиях частицы третьего и т. д. поколений. Это приводит к тому, что при достаточно высоких энергиях первичных частиц в толщине вещества лавинообразно нарастает число вторичных частиц, рожденных в процессе неупругих взаимодействий, т. е. развивается межъядерный каскад. Развитие межьядерного каскада сопровождается электрон-фотонным ливнем, инициированным, преимущественно, гамма-квантами от распада тс°-мезонов. Однако радиационная длина электрон-фотонного ливня много меньше средней длины пробега адронов до взаимодействия, поэтому для больших толщин вещества роль ливня в формировании поля излучения за ними незначительна.

С ростом толщины вещества средняя энергия адронов снижается за счет перераспределения энергии между все более увеличивающимся их числом, а также из-за передачи части энергии веществу. При энергиях адронов менее ~1 ГэВ средняя множественность рождения новых частиц становится меньше единицы, а при энергиях меньших ~ 0,6 ГэВ процессы упругого взаимодействия адронов с ядрами вещества начинают превалировать над неупругими взаимодействиями.

3~1-■-1-■-1-■-1-■-1-■-1-■-1-■- Рис. 1. Зависимость потоков нуклонов через поперечное сечение бетонного (р = 2,4 г/см3) блока, облучаемого узкими пучками нейтронов и протонов с энергиями 3,5 ГэВ. Данные нормированы на 1 частицу пучка. 1 — нейтроны всех энергий; 2 — нейтроны с энергией > 20 МэВ летящие в переднюю полусферу; 3 - протоны всех энергий; 4 -нейтроны первичного пучка.

120 160 200 Толщина защиты, см

280

Рис. 1 демонстрирует процесс развития межъядерного нуклонного каскада (соотношение различных компонентов каскада) по толщине бетонной защиты, облучаемой пучками протонов и нейтронов с энергией 3,5 ГэВ. В переходном слое вещества (несколько длин свободного пробега адронов до неупругого взаимодействия) по мере развития межъядерного каскада происходит накопление вторичного излучения. Затем этот процесс завершается из-за снижения множественности рождения вторичных частиц. Далее плотность потока вторичных частиц экспоненциально снижается, а компонентный состав излучения становится примерно постоянным. Рис. 2 демонстрирует продольное развитие межъядерного каскада в веществе при различных энергиях первичных частиц. Видно, что с ростом их энергии толщина переходного слоя увеличивается.

100 300 500 700

Толщина стали, г-см

-2

Рис. 2. Продольное развитие каскада в железном поглотителе, облучаемом протонами с энергией 1, 3, 50-55 ГэВ. Данные для энергий протонов 1 и 3 ГэВ получены по измерению активации 27А1(а, x)I8F, а для энергии 50-55 ГэВ - по измерению активации l2C(a, х)11С [1].

10

-1

10 £ о

-3 е 10 w

10

-7

10

10

-б

Е„=40 ГэВ Fe 120 см ui

-4

10

-2

10

I .1 .1 .1 '1 .1 .1 .1

10

10 10 10 Энергия, МэВ

Рис. 3. Энергетические распределения нейтронов, протонов, 7г-мезонов и гамма-квантов на глубине 120 см в стальной пластине, облучаемой нейтронами с энергией 40 ГэВ [2].

Из-за отсутствия электромагнитного взаимодействия нейтроны широчайшего энергетического диапазона являются наиболее весомым компонентом радиационного поля как внутри защиты, так и за ее пределами, вне зависимости от компонентного состава первичного пучка. Диссипация энергии частиц в их взаимодействиях с веществом приводит к монотонному снижению их средней энергии и размытию энергетических распределений. На рис 3 представлены, для примера, спектральные распределения основных компонентов излучения внутри железного блока, облучаемого протонами с энергией 40 ГэВ.

Для ускорителей характерны значительные вариации характеристик радиационных полей, их изменения в пространстве и во времени из-за большого количества различных режимов работы ускорителей, разнообразия используемых мишеней, а также перераспределения потерь пучков при выводе и транспортировке. Энергетический диапазон полей излучения на ускорителях весьма широк и ограничивается сверху энергией ускоренных частиц. Компонентный состав полей излучения работающего ускорителя изменяется в зависимости от условий их формирования и включает в себя, как уже отмечалось, гамма-кванты, нейтроны и различные заряженные частицы.

С учетом различия характеристик и условий формирования полей излучения на ускорителях в настоящей работе принято их подразделение на первичные (пучки частиц), вторичные (генерируемые в процессе ускорения или пучками ускоренных частиц при их взаимодействии с мишенями и элементами конструкции ускорителя), рассеянные (за защитами), а также поля многократно рассеянного излучения (в лабиринтах или в окружающей среде на больших расстояниях от ускорителя). Такая классификация отражает, главным образом, различия в преимущественной направленности излучения в полях внутри и снаружи ускорителей.

Вторичное излучение определяет распределение радиационных зон на ускорителе, регламентирует работу ускорителя в некоторых режимах, ограничивает возможности постановки физических экспериментов и т. д. Рассеянное излучение определяет радиационную обстановку за биологическими защитами, дозовую нагрузку персонала ускорителя, работающих на нем физиков и населения прилегающей местности при работающем ускорителе.

Сложность и разнообразие полей излучения на современных ускорителях, а также необходимость разработки специфических средств измерений характеристик полей, привели к тому, что физика защиты и дозиметрия на ускорителях выделились, по существу, в отдельную область физического знания. Реально это направление начало формироваться в 50-х годах прошлого века в связи с вводом в эксплуатацию ускорителей на средние энергии (Космотрона в Брукхейвене, Беватрона в Беркли, синхроциклотрона1 в Дубне). К этому времени относятся первые экспериментальные работы по исследованию защитных свойств материалов, ослаблению излучений в защите и т.д. Уже на раннем этапе выяснилась особая роль нейтронного компонента вторичного излучения, как наиболее проникающего и определяющего радиационную нагрузку персонала при работающем ускорителе. Было выявлено влияние состава защиты на спектральный состав рассеянного излучения. В основу прогнозирования радиационной обстановки на ускорителях были положены эмпирические и полуэмпирические методы расчета защиты. В Беркли, ЦЕРНе, ОИЯИ и ИФВЭ был выполнен значительный объем экспериментальных исследований, связанных, большей частью, с получением и уточнением эмпирических констант для выполнения расчетов в различных геометриях (коэффициентов, описывающих накопление излучения в первых слоях вещества и его ослабление с ростом толщины защиты). Достаточно полное представление о физике защиты ускорителей с импульсом ускоренных протонов более 1 ГэВ-с"1 и о различных аспектах радиационной безопасности на них можно получить в монографиях [3-7]. Был накоплен и обобщен богатый практический материал по представлению характеристик ускорителей различных типов как источников излучения, пространственному и спектральному распределению полей излучения, заложены основы специализированных методов спектрометрии, радиометрии и дозиметрии излучений на ускорителях.

Дальнейший рост энергий ускоряемых частиц, связанный с развитием синхротронов с жесткой фокусировкой, привел к появлению ряда новых проблем в физике защиты этих ускорителей. Накопленный экспериментальный материал не позволял, тем не менее, выявить все тонкости механизма формирования полей излучения, поэтому необходимы были детальные расчеты, хорошо согласующиеся с опорными экспериментами. Развитие физики защиты виделось в плодотворной и неразрывной связи экспериментальных и теоретических исследований, которая

Далее в тексте используется современное название установки (фазотрон), используемое после реконструкции синхроциклотрона в 1988-1990 гт. питала уверенность в надежности прогнозирования ситуаций на проектируемых установках с все большими энергиями ускоренных частиц.

Однако, в силу ряда причин (в первую очередь из-за сложности и трудоемкости постановки экспериментов на действующих ускорителях и резкого роста мощности компьютеров) в исследованиях по физике защиты расчетные методы стали со временем заметно преобладать над экспериментальными. Помимо эмпирических методов расчета защиты получил развитие метод на основе решения системы интегрально-дифференциальных (кинетических) уравнений переноса излучений в веществе [8-13]. Метод кинетических уравнений с успехом использовался при небольших энергиях (в физике ядерных реакторов и защиты от реакторного излучения). Были развиты эффективные численные методы решения кинетического уравнения на основе достаточно хорошо известных сечений взаимодействий с ядрами нейтронов этого энергетического диапазона. Однако общего решения системы уравнений переноса для высокоэнергетических частиц на данный момент не имеют, и удовлетворительный результат может быть получен только в условиях простых геометрий и ряда допущений, не всегда физически оправданных. Основная сложность заключается в описании взаимодействий излучений с веществом во всем интервале энергий специального вида функциями. В основе решения уравнения лежит представление о том, что в развитии межъядерного каскада в веществе можно выделить в первом приближении три составляющие: квазиупруго рассеянные нейтроны, каскадные и испарительные нейтроны. Метод дает приемлемое описание экспериментальных результатов по ослаблению потоков нейтронов в веществе и компонентного состава полей излучения за защитами. Однако дифференциальные характеристики полей излучения за массивными защитами плохо согласуются с результатами измерений.

Другим перспективным способом решения задачи переноса излучений высокой энергии в веществе в трехмерной геометрии является метод статистического моделирования (метод Монте-Карло). Первые МК программы расчета межъядерного каскада для целей физики защиты на ускорителях были созданы еще в 60-х г. [14-17]. Неупругие взаимодействия высокоэнергетических частиц с ядрами описываются в рамках каскадно-испарительной модели ядерных реакций. Главные преимущества метода статистического моделирования заключаются в принципиальной возможности учета всего многообразия процессов, протекающих в веществе при высоких энергиях частиц и возможности задания любой конфигурации источников излучения и защиты. Достоверность метода определяется полнотой и точностью имеющихся библиотек ядерных сечений (первоначально также создававшихся для нужд ядерной энергетики, т. е. до энергий нейтронов 15-20 МэВ) и моделями адрон-ядерных взаимодействий, используемых при высоких энергиях. Удовлетворительное описание внутриядерного каскада дают, например, модели [18, 19]. Программы расчета внутриядерных каскадов и последующего испарения частиц из возбужденного остаточного ядра включаются в основную программу, а поведение нейтронов с низкими энергиями моделируется с помощью библиотечных данных по сечениям ядерных взаимодействий. Совершенствование библиотек ядерных сечений (верхняя энергетическая граница в настоящее время достигла 200 МэВ) и резкий рост мощности вычислительной техники привел к тому, что метод статистического моделирования в последние годы становится явно предпочтительным при прогнозировании полей излучения за защитами ускорителей.

Расчетные методы помогли сформировать представление о механизме образования полей излучения за массивными защитами, в частности, представление о квазиравновесном состоянии каскадных и квазиупругих нейтронов (и соответствующих им частей спектра) на большой толщине защиты. Это объясняло экспериментально установленный факт, что характер изменения потоков быстрых нейтронов в защите определяется характером изменения потока нейтронов высокой энергии. Следствием этого является слабая зависимость спектральных распределений нейтронов утечки высокой энергии из массивной защиты от ее толщины и энергии падающих на защиту частиц, и форма спектров нейтронов за массивными сплошными защитами имеет близкий вид для разных ускорителей с сильно различающимися энергиями. Было установлено, что за сплошной защитой ускорителей имеет место определенное накопление нейтронов высокой энергии (в диапазоне от нескольких десятков до 100-200 МэВ), а также то, что подавляющая часть потоков нейтронов за реальными защитами заключена в интервале энергий до 500 МэВ даже для высокоэнергетичных ускорителей, что во многом связано с геометрией формирования полей рассеянного излучения в экспериментальных залах ускорителях, где преобладает боковой тип защиты. Было получено качественное правильное описание компонентного состава полей рассеянного излучения и их вклада в полную дозу излучения. Развит приближенный подход к описанию распространения рассеянного излучения на большие расстояния вокруг ускорителей.

Радиационная безопасность работы ускорителя достигается реализацией целого комплекса мероприятий, включающих физические меры защиты людей от излучения, организационно-технические меры обеспечения безопасной работы, контроль и регулирование. Значительная часть этих мероприятий связана с конструкционным решением ускорителя, поэтому их проработка и прогнозируемые оценки радиационной обстановки выполняются на стадии проектирования. Однако, представление ускорителя как совокупности источников излучения (точечных и распределенных) является сложной задачей, особенно для проектируемых установок. Прогнозирование радиационной обстановки на строящихся или модернизируемых ускорителях и осуществление адекватного радиационного контроля на действующих ускорителях невозможно без детального знания характеристик полей излучения и понимания механизмов их формирования в реальных условиях. В то же время расчеты защит и прогнозирование радиационной обстановки (особенно оценки, выполненные с помощью эмпирических или, другими словами, инженерных методов) нуждаются в экспериментальных проверках. Это связано с ограниченностью экспериментальных данных об элементарных актах взаимодействий излучений высоких энергий с ядрами вещества или их недостаточной точностью, а также с несовершенством используемых моделей адрон-ядерных и ядро-ядерных взаимодействий. Большое число накопленных к настоящему времени экспериментальных данных о характеристиках полей излучения на ускорителях, не может быть использовано для проверки адекватности расчетных методик. Это проистекает из-за неопределенности источников излучения при измерениях в реальных полях и большого разнообразия условий измерения, в силу чего такие экспериментальные результаты могут рассматриваться лишь как эмпирический материал. Для целей проверки методов расчета характеристик полей излучения особую ценность имеют базовые (benchmark) эксперименты по физике защиты, выполненные в простых (идеализированных), но вместе с тем, типичных для ускорителей геометриях и обладающие всей полнотой исходной информации, необходимой для адекватных расчетов [20]. Принципиально важно детальное знание характеристик источника излучения, особенно для ускорителей тяжелых ионов, что связано с недостатком данных о двойных дифференциальных сечениях ядроядерных взаимодействий. Вследствие этого, базовые эксперименты на ускорителях для целей физики защиты можно подразделить на: эксперименты по исследованию характеристик полей вторичного излучения из толстых мишеней, имитирующих детали ускорителя, подвергающиеся облучению пучками частиц; эксперименты по исследованию закономерностей распространения нейтронов различных энергетических групп в толстых блоках защиты различного компонентного состава при их облучении нуклонами в геометриях "узкого" и "широкого" пучка; эксперименты по исследованию характеристик полей рассеянного излучения за массивными сплошными защитами, облучаемыми: а) непосредственно . первичным излучением (геометрия ловушек пучков); б) вторичным излучением из толстых мишеней во фронтальной или боковой геометриях; Особый интерес представляют также базовые эксперименты по исследованию распространения излучения через лабиринты в защите, поскольку на современных ускорителях, заглубленных в грунт, такая геометрия облучения является распространенной.

Требованиям, предъявляемым к базовым экспериментам, удовлетворяет лишь ограниченное число исследований, большинство из которых относится ко второму и третьему типам, например [21, 22, 65]. Удовлетворяют вышеуказанным требованиям и несколько экспериментов первого типа [23-26], однако почти все они касаются исследований заряженного компонента полей вторичного излучения.

Базовые эксперименты по исследованию характеристик полей излучения за защитами существенно различаются в зависимости от того, какой метод расчета подлежит проверке. Методы, базирующиеся на решении уравнений переноса излучения в веществе, часто основываются на приближении плоского мононаправленного источника, экспериментальный аналог которого весьма трудно реализовать в реальных условиях. Требования к экспериментам по проверке программ, основанных на методе статистических испытаний, как правило, менее жесткие из-за принципиальной возможности рассмотрения трехмерной геометрии.

С точки зрения проверки методов расчета наиболее важны базовые эксперименты по измерению дифференциальных характеристик нейтронного компонента полей излучения. Однако, спектрометрия нейтронов в полях вторичного и, тем более рассеянного излучения, является существенно более сложной методической задачей, чем спектрометрия заряженных частиц. По этой причине наблюдается явный недостаток базовых экспериментальных данных о дифференциальных по углу и энергии выходах нейтронов из толстых мишеней, облучаемых высокоэнергетическими протонами. Аналогичные эксперименты да пучках релятивистских ядер до середины 80-х гг. вообще не ставились.

Специфика исследований характеристик рассеянных полей излучения за защитами ускорителей связана со сложностью их компонентного состава, широким энергетическим диапазоном (для нейтронов динамический диапазон по энергии составляет до 10 порядков) и отсутствием выделенного в пространстве направления. Потоки частиц в полях излучений за защитами зачастую значительно ниже тех, что имеют место при постановке физических экспериментов на пучках. Это сильно ограничивает возможности применения для исследований характеристик рассеянных полей излучения многих методик, традиционных для экспериментальной физики, и вынуждает разрабатывать специализированные высокочувствительные методики измерений, которые, тем не менее, также могут с успехом использоваться в ряде классических физических экспериментов на пучках частиц.

Следует отметить также принципиальную разницу в измерениях дифференциальных характеристик нейтронного и заряженного компонентов поля излучения за защитами ускорителей. Наиболее детально поле излучения задается пространственно-временным энергетически-угловым флюенсом частиц каждого компонента поля <t>i(r, t, Е, П) [27]2. Поскольку измерения выполняются в условиях стационарного облучения (или приводятся к ним), то зависимость Ф; от t можно не

2Прямой перевод некоторых определений скалярных и векторных величин радиометрии, рекомендованных Международной комиссией по радиационным единицам и измерениям [28, 29], не получил в России широкого распространения. Например, в отличие от заимствованного термина fluence (флюенс), термин particle radiance в русских изданиях по радиационной защите не заимствуется и не переводится как "светимость", а интерпретируется как "угловая мощность флюенса" [28]. Далее, в международных рекомендациях [29] не детализировано все многообразие дифференциальных по энергии, времени, углу и пространству скалярных и векторных величин, описывающих поле излучения. Поэтому в тексте диссертации предпочтение отдано терминологии, предложенной в работе [27], в которой логическое представление характеристик поля излучения полностью соответствует международным рекомендациям и, в то же время, отвечает устоявшимся в России нормам применения радиометрических терминов. В этом случае величине2 соответствует английский термин spatial and energy distribution of particle radiance. В тексте также употребляется сокращенный термин "спектр частиц" вместо термина энергетическое распределение (зависимость) флюенса (мощности флюенса) частиц (energy radiance). рассматривать. Для заряженных частиц, выходящих из защиты, могут быть выполнены исследования функционала Oi(r, Е, Q), а для нейтронного компонента методики измерений таковы, что может быть измерен лишь функционал Ф^г, Е), т. е. проинтегрированные по углу пространственно-энергетические распределения. В то же время функционал Ф^г, Е) для заряженных частиц непосредственно не измеряется. Поэтому для получения максимально полной информации о полях излучения за защитами исследования заряженного и нейтронного компонентов поля должны дополнять друг друга.

Исследования заряженного компонента полей излучения за защитами и, в первую очередь, спектрометрия протонов нужна также для корректной интерпретации показаний дозиметров нейтронов (как индивидуальных, так и оперативных) в этих полях и осуществления адекватного радиационного контроля на ускорителях. Это связано с тем, что из-за высокой эффективности регистрации заряженных частиц многими детекторами нейтронов и гамма-квантов, даже незначительная примесь заряженных частиц может привести к существенному завышению их показаний.

В целом, проблема обеспечения адекватного радиационного контроля персонала на ускорителях средних и высоких энергий стоит достаточно остро. Несколько лет назад Россия приняла рекомендации Международной комиссии по радиационной защите - МКРЗ (ICRP)3 [30], в которых представлена принципиально новая концепция нормирования облучения человека, отражающая современные представления и взгляды в радиобиологии. Впервые радиационное нормирование было введено в 1953 г. вместе с учреждением Международным союзом радиологов Международной комиссии по радиологической защите. Развитие требований к обеспечению радиационной безопасности приводило к их концептуальным изменениям (по инициативе МКРЗ) с периодичностью 10-15 лет. Первые нормативные документы отражали концепцию ограничения облучения отдельных "критических органов" с наибольшей радиочувствительностью или всего тела. В 1977 г. в Рекомендациях МКРЗ была сформулирована новая концепция, основанная на ограничении риска преждевременной смерти человека от воздействия ионизирующего излучения. Однако данная концепция не была воспринята в СССР и

В дальнейшем была создана также Международная комиссия по радиационным единицам - МКРЕ (ICRU). не нашла отражения в национальных нормах. Нормируемой дозиметрической величиной являлась максимальная эквивалентная доза (МЭД) - суммарная эквивалентная доза в критическом органе (теле) от всех источников облучения [31, 32]. В Рекомендациях МКРЗ 1990 г. в совершенствовании системы радиационного нормирования была сформулирована концепция ограничения ущерба от воздействия ионизирующего излучения, которая легла в основу национальных норм с 1996 г. [33]. Развитие концептуального подхода к радиационному нормированию привело к существенному снижению дозовых пределов облучения человека за последние 50 лет. Так, для населения годовой предел дозы (от техногенного облучения, но без учета медицинского облучения) установлен в настоящее время на уровне 1мЗв, что даже меньше среднегодовой дозы населения от естественных источников радиации. Помимо этого, уточнялись данные о воздействии излучения на организм человека, в частности, была изменена энергетическая зависимость коэффициента качества нейтронного излучения (в области высоких энергий коэффициент увеличен почти в 2 раза). Следующий этап (Рекомендации МКРЗ) планируется на 2005 г.

В 1990 г. МКРЗ было введено понятие новой нормируемой в целях ограничения облучения величины - эффективной эквивалентной дозы (эффективной дозы) Е, определяемой как сумма взвешенных эквивалентных доз во всех органах и тканях тела, и служащей основной величиной для ограничения риска, связанного со стохастическими эффектами, до приемлемого уровня [30]. Проблема состоит в том, что данная нормируемая величина не является непосредственно измеримой. Для консервативной оценки Е на практике используются так называемые операционные величины, однозначно определяемые через физические характеристики поля излучения. Для сильнопроникающего внешнего излучения (в частности, нейтронов) рекомендуется к использованию для зонного контроля операционная величина, называемая амбиентным эквивалентом дозы Н*(10) [34, 35]4. К сожалению, данный

4Н*(10) в точке радиационного поля есть эквивалентная доза, которая может быть создана "спрямленным" и "расширенным" полем излучения в тканеэквивалентной сфере диаметром 30 см (фангом МКРЕ) на глубине 1 см в точке, находящейся на радиусе, противоположном направлению этого "спрямленного" поля. Под "спрямленным" и "расширенным" полем излучения понимают поле излучения того же спектрального и компонентного состава, что и реальное, но однородное в пределах объема детектора и мононаправленное, т. е. некоторое условное поле, практически не существующее в реальности. Такое представление Н*(10) введено для того, чтобы сделать эту величину "изотропной" (т. е. не зависящей, в отличие от Е, от углового распределения внешнего излучения). Измерение Н*(10) внешнего излучения должно обеспечить консервативную оценку эффективной дозы Е и гарантированно обеспечить контроль не превышения установленных дозовых пределов. подход обладает существенными недостатками.

Во-первых, существуют проблемы метрологического обеспечения измерений амбиеитного эквивалента дозы Н*(10). До настоящего времени отсутствует государственный эталон единицы мощности Н*(10) нейтронного излучения.

Во-вторых, значение эффективной дозы зависит от углового распределения падающего на человека излучения. На рис. 4 и 5 представлены энергетические зависимости удельных значений (при единичном флюенсе нейтронов) эффективной дозы Е, амбиентного эквивалента дозы Н*(10) и МЭД для случаев изотропного (ISO) и передне-заднего (АР) облучения тела человека.

1 Е-9

1Е-Ю S и и РО

1Е-11

1Е-12

1Е-8 1Е-7 1Е-6 1Е-5 1Е-4 1Е-3 0.01 0.1 1 10

Энергия, МэВ

Рис. 4. Энергетические зависимости удельных значений эффективной дозы Е, амбиентного эквивалента дозы Н (10) и МЭД для случая изотропного облучения тела человека. Приведены значения рекомендованные международными организациями и декларированные в нормативных документах России (СССР).

Из практики радиационного контроля на ускорителях следует, что низкоэнергетическая часть нейтронного спектра обусловлена, как правило, многократно рассеянными нейтронами, т. е. облучение человека этими нейтронами близко к изотропному. В то же время, облучение персонала высокоэнергетичными нейтронами утечки из защиты происходит, главным образом, в геометриях близких к АР или ROT (вращение тела вокруг вертикальной оси). Из рис. 4 и 5 видно, что в практике радиационного контроля на ускорителях амбиентный эквивалент дозы

Н*(10) имеет достаточный запас консервативности в области энергий нейтронов до нескольких МэВ, однако явно не обеспечивает запас в области более высоких энергий.

1 Е-9 —I I 11М^-1 I II lll^—ГТТТПЩ-1 1 I ||!П(-1 I 111114—ГТТТПЦ-1 I 11111^-1 I 1111^-1 I II1114—гт передне-заднее облучение : гч в ГО н (10), мкрз № 74 ■ .J1 111111J1 1 1111J1 1 iiiiiJ—1 11111J1 111111J1 11 mil

1E-8 1E-7 1E-6 1E-5 1E-4 1E-3 0.01 0.1 1

10 j

Энергия, МэВ

Рис. 5. Энергетические зависимости удельных значений эффективной дозы Е, амбиентного эквивалента дозы Н(10) и МЭД [32] для случая передне-заднего облучения тела человека.

В третьих, декларированная НРБ-99 [36] энергетическая зависимость удельной эффективной дозы нейтронов, составляющих основной вид дозообразующего излучения на работающих ускорителях, ограничена, к сожалению, энергией 14 МэВ, т. е., по существу, определена лишь в реакторной области энергий (в Рекомендациях МКРЗ эта граница существенно выше). Соответственно и рабочий диапазон промышленных средств дозиметрии и радиометрии ограничивается указанной выше энергией. Энергетические же спектры нейтронов за защитами ускорителей простираются до значительно больших энергий, причем в наиболее жестких полях вклад нейтронов с энергией более 20 МэВ в полную дозу нейтронов может достигать 50 %.

Операционные величины могут быть определены разными способами. На основе измерения малогабаритной тканеэквивалентной камерой (ЛПЭ-спектрометром) спектра D(L) линейных передач энергии вторичных заряженных частиц5, возникающих при взаимодействии нейтронов с тканью, и энергетической зависимости коэффициента качества k(L) можно определить эквивалент дозы

ОО эквивалентную дозу) Н в точке внутри объекта (органа): Н = Jk(L)D(L)dL. Такие измерения, выполненные внутри сферы МКРЕ в плоском мононаправленном нейтронном поле, позволяют определить Н*(10), однако данный метод непригоден для оценки эффективной дозы в реальных полях излучения, обладающих угловой зависимостью, не говоря уже о сложности его использования в рутинных измерениях.

Другой способ, на основе которого разработано большинство дозиметров нейтронов, заключается в создании детекторов с функцией чувствительности R(E) максимально подобной энергетической зависимости искомой величины: Н*(10) или МЭД. В этом случае показания дозиметра М в точке поля излучения связаны с шах энергетическим флюенсом нейтронов Ф(Е) в этой точке: М= jR(E)0(E)dE. Если R(E) подобно h(E), где h(E) - энергетические зависимости удельных значений Н*(10) или МЭД (h*(E), hmax(E)), то М равно Н*(10) или МЭД с точностью до градуировки дозиметра. Необходимым условием правильной работы дозиметра является его изотропность, т. е. независимость R(E) от угла падения нейтронов на детектор, а также его нечувствительность к другим компонентам поля излучения. Очевидным преимуществом данного метода является оперативность измерений, однако, создание дозиметра нейтронов с функцией чувствительности хорошо описывающей h(E) в диапазоне энергий от 10"* до сотен МэВ остается не решенной по настоящее время задачей.

Третий способ связан со спектрометрией поля нейтронов в точке измерения, т.е. с определением Ф(Е). В этом случае Н*( 10) или МЭД по определению равняются тах

J®(E)h(E)dE. Основная погрешность данного способа связана лишь с точностью измерения энергетического флюенса нейтронов. Из существующих методов нейтронной спектрометрии наиболее пригодным для измерений в полях смешанного рассеянного излучения является многосферный метод (спектрометр Боннера), который обладает достаточно высокой чувствительностью, изотропностью и

5Линейная передача энергии (linear energy transfer) LA для заряженных частиц - отношение dE/dl, где dE — средняя энергия, потерянная заряженной частицей на длине трека dl в таких столкновениях с электронами оболочек атомов среды, при которых переданная им энергия меньше А. Эту величину также называют ограниченной ЛПЭ в отличие от неограниченной ЛПЭ, т. е. LM при Л -> <». Неограниченная L равна линейной тормозной способности вещества, обусловленной электронными столкновениями. позволяет определять Ф(Е) в широчайшем энергетическом диапазоне (см. главу 4).

Таким образом, прямое измерение в реальных полях излучения амбиентного эквивалента дозы, использование которого предписывается при радиационном контроле внешнего облучения для оценки нормируемой эффективной дозы, также не представляется возможным в настоящее время. Задача решается путем косвенных измерений амбиентного эквивалента дозы на основе моделирования h*(E) или определения Ф(Е). Такой подход дает возможность также косвенного измерения эффективной дозы путем моделирования дозиметром функции Ье(Е) или свертки с Ье(Е) спектра нейтронов. Однако при этом не будет учитываться коэффициент консерватизма, заложенный для сравнения операционных и нормируемых величин.

Из-за специфики полей излучения на ускорителях спектрометрирование полей нейтронного излучения является необходимым условием адекватности радиационного контроля на ускорителях. Естественно, в силу сложности и не оперативности спектрометрии нейтронного излучения, такой подход не может быть реализован непосредственно в практике оперативного радиационного контроля. Однако, внутри контролируемых зон и зон наблюдения на ускорителях пространственное распределение рассеянного излучения, а также его компонентный и спектральный состав при штатной работе установки зависят, главным образом, от конкретного режима её работы. Это создает возможность выборочного спектрометрирования полей излучения в наиболее важных местах при различных режимах работы ускорителя и последующей коррекции данных зонного (стационарного) радиационного контроля на результаты этих квалифицированных измерений.

Предписываемая процедура градуировки и поверки средств дозиметрического контроля осуществляется с помощью изотопных источников нейтронов (обычнр Pu-Ве или 252Cf), спектральный состав излучения у которых сильно отличается от существующего в реальности. Достаточно указать на ограниченность их энергетического диапазона (максимум до 10 МэВ). При градуировке приборов в поле образцового изотопного источника со спектром Фгр(Е) определяется градуировочный коэффициент Nrp = Нгр/Мгр, где Нф и Мгр -соответственно доза и показания дозиметра в градуировочном поле. Для дозиметров, основанных на моделировании энергетической зависимости удельной дозы h(E),

Nrp - |Ь(Е)Ф1р (E)dE / jR(E)Oip(E)dE. (1) о /о

В случае "идеального" дозиметра при полном подобии формы спектральных распределений h(E) и R(E), т. е. в случае когда R(E) = k-h(E), Nrp= к. Однако в действительности, даже в пределах энергетического диапазона образцовых источников, эти распределения заметно различаются. Поэтому при измерении в реальном поле излучения со спектром ФР(Е) из-за различия между ФР(Е) и Фгр(Е) возникает дополнительная погрешность. Доза, измеряемая дозиметром в реальном поле ФР(Е), равна Mp Nrp, где Мр - показания дозиметра в реальном поле излучения. Нормировка данных датчиков зонного (стационарного) радиационного контроля на результаты квалифицированных измерений дозы в реальных полях заключается в определении коэффициента D, отражающего влияние различия между ФР(Е) и Фгр(Е) на показания прибора. В этом случае измеренная дозиметром доза будет равна Mp-Nrp-D. Коэффициент D находится из результатов квалифицированных измерений дозы в реальном поле Нр с помощью спектрометра: D = Нр/ Mp-Nrp = Нр- Мгр/ Нгр-Мр tnax ^тах шах ^шах

- { Ь(Е)Фр(Е^Е- |R(E)®rp(E)dE / j h(E)Oip(E)dE- jR(E)Фp(E)dE. (2) о о /о о

Такой подход особенно удобен, если для зонного (стационарного) контроля на ускорителе используется автоматизированная система радиационного контроля (АСРК) с датчиками излучений, расположенными в фиксированных точках контролируемой зоны.

Для метрологического обеспечения оперативного радиационного контроля на ускорителях с помощью переносных дозиметров и индивидуального контроля персональными дозиметрами данный подход неприемлем из-за неопределенности местоположения точки измерений или человека. Частичным решением этой проблемы может быть создание линейки опорных полей излучения, моделирующих реально существующие на ускорителях поля. Такие поля могут создаваться как на основе изотопных источников, так и на основе ускорителя (или отбираться из уже существующих). В СССР для ускорителей этот подход был впервые сформулирован в 80-х гг. на заседаниях подсекции "Радиационная защита и работа в условиях высоких уровней ионизирующего излучения" при Совете по проблемам ускорения заряженных частиц АН СССР.

Под опорным полем подразумевается выделенная в пространстве область поля излучения с хорошо известными, стабильными и воспроизводимыми характеристиками, близкими к типовым, существующим в реальных условиях на ускорителе. В силу того, что в практике радиационного контроля на ускорителях реализуется компонентный метод, в первую очередь речь идет об опорных полях нейтронов, как основного компонента полей рассеянного излучения на ускорителях. Градуировка средств измерений в опорных полях с расширенным спектральным составом или моделирующими реальные поля излучения позволяет повысить достоверность радиационного контроля на ускорителях. Действительно, из уравнения (2) видно, что значение D тем ближе к 1, чем лучше Фгр(Е) моделирует

ФР(Е).

Опорные поля позволяют также осуществить в условиях близких к реальным сличение приборов и методик радиационного контроля, используемых на различных ускорителях, для обеспечения единства измерений и исследовать в них функции отклика детекторов излучений.

Все вышеизложенные способы повышения адекватности радиационного контроля основываются на спектрометрии нейтронов, как наиболее достоверном методе измерения дозы. Поэтому другим возможным решением метрологической схемы могла бы стать аттестация спектрометра нейтронов на ускорителях в качестве образцового средства измерения. К сожалению, реализация этого подхода в настоящее время проблематична, поскольку в данном методе собственно спектрометр и специальный математический аппарат, применяемый для восстановления спектров нейтронов, неразрывно связаны. Необходимо унифицировать и стандартизовать не только многосферный спектрометр, но и метод восстановления спектров нейтронов по его показаниям. Проблемы, возникающие при этом, изложены в главе 4. Тем не менее, оба указанных подхода являются взаимосвязанными, и возможное решение проблемы метрологического обеспечения радиационного контроля по нейтронам на ускорителях представляется комплексным, опирающимся на связку "опорное поле - образцовое средство измерения".

Поля излучений, возникающие при работе циклических ускорителей, в принципе не стационарны. Однако для большого числа физических экспериментов осуществляется медленный вывод пучка из ускорителей, существенно нивелирующий временную микроструктуру пучка частиц и, соответственно, вторичного и рассеянного излучений. Процессы многократного рассеяния нейтронов, как в помещениях ускорителя, так и в замедлителях приборов, также приводят к "размазыванию" импульсного излучения. Тем не менее, на ускорителях могут существовать режимы и зоны (источники, бустеры), в которых импульсность полей излучения сильно влияет на достоверность показаний средств дозиметрического контроля. Особенно остра эта проблема для ускорителей -источников синхротронного излучения. Разработка чувствительных радиометров нейтронов специально предназначенных для работы с импульсным излучением является отдельной важной задачей. Другим экстремальным режимом работы радиометра нейтронов является его работа в полях с очень высокой примесью гамма-фона, обусловленного, например, высокой наведенной активностью оборудования.

Ускорители релятивистских ядер позволяют моделировать в земных условиях поля излучений, формируемые галактическим космическим излучением (ТКИ) на борту околоземных и межпланетных аппаратов (по компонентам), решать проблемы защиты космических аппаратов и т. д. Ускорители релятивистских ядер являются также удобным инструментом для изучения радиобиологических эффектов от частиц с линейной передачей энергии (ЛПЭ) от долей до тысяч кэВ/мкм. Радиобиологические эксперименты по исследованию закономерностей и механизмов мутагенного действия излучения имеют важнейшее фундаментальное и прикладное значение. Исследования закономерностей и механизмов возникновения стохастических эффектов, индуцированных излучениями с разной ЛПЭ в биологических объектах, позволяют сделать оценки радиационного риска и допустимых уровней профессионального облучения (в том числе, для экипажей космических кораблей в глубоком космосе). На Нуклотроне ЛВЭ ведется изучение генетического действия излучений с разными физическими характеристиками, влияния тяжелых заряженных частиц на структуры зрительной рецепции, планируется использование пучков тяжелых ионов в терапии раковых заболеваний.

Рис. 6 демонстрирует диапазон возможных значений ЛПЭ, который доступен в настоящее время на пучках Нуклотрона Лаборатории высоких энергий ОИЯИ, являющегося превосходным инструментом для решения задач радиационной генетики. Следует отметить, что в мире на сегодня существует всего

28

26

24

22

20

18

5 16 о.

5 14 к

N 12

10 8 6 4 2 0

0,1

• • е в г ю А; г

4i

20и Г /li 1- -

N

7,

10 В С * i ■ г н 1 16

1 10 lqq , кэВ/мкм

100

Рис. 6. Диапазон доступных значений ЛПЭ на пучках ядер Нуклотрона ЛВЭ. Для каждого отдельного ядра указан интервал ЛПЭ при энергии ядра от 0,5 до 2 ГэВ/нуклон. три центра, в которых возможна постановка радиобиологических экспериментов на тяжелых ядрах высокой энергии. Подобные работы осуществляются сейчас лишь в США (Брукхэйвен), в меньшей степени в Германии (Дармштадт) и начаты в Японии (Рикен).

Проведение радиобиологических экспериментов на ускорителях требует формирования специальных дозных полей для облучения биологических объектов и детального исследования характеристик этих полей. Дозиметрия пучков тяжелых релятивистских ядер является сравнительно новой задачей.

ЦЕЛЬ РАБОТЫ

Тема диссертации связана с радиометрией полей вторичного и рассеянного излучения и исследованием их характеристик, т. е., в широком смысле, с измерением флюенса различных компонент поля Ф; и его производных величин Ф^г), Ф;(г, Е), Ф;(г, Cl), ®i(r, Е, С1), а также с разработкой приборов и методик для выполнения этих измерений.

Конечная цель настоящей работы заключалась в повышении адекватности радиационного контроля на действующих ускорителях протонов и ядер на средние (до нескольких ГэВ/нуклон) энергии и достоверности прогнозирования радиационной обстановки на проектируемых ускорителях и экспериментальных установках путем: а) постановки базовых экспериментов для изучения механизмов формирования полей вторичного и рассеянного излучений на ускорителях и исследования их дифференциальных характеристик для полномасштабной проверки расчетных методов физики защиты; б) создания опорных полей нейтронов на базе изотопных источников и реальных полей на ускорителе; в) разработки специальных методик и средств радиометрии излучений; г) исследования откликов средств радиационного контроля, применяемых на ускорителях. Структурам связи решаемых в рамках диссертации задач представлены на рис. 7. Базовые эксперименты создают основу для полномасштабной проверки методов и программ расчета транспорта излучения в веществе толстых мишеней и защит. Знание механизмов формирования полей излучения, их компонентного состава и дифференциальных характеристик, а также знание функций отклика детекторов излучения, позволяет правильно интерпретировать показания приборов и повысить достоверность измерений в реальных полях путем адекватной градуировки средств радиационного контроля и корректировки их данных.

В настоящей работе рассматриваются поля ионизирующих излучений (протонов и нейтронов), генерируемые на ускорителях тяжелых заряженных частиц с импульсом на нуклон от 1 до 10 ГэВ/с. Проблема защиты от мюонной компоненты вторичных полей, возникающая для ускорителей высоких и сверхвысоких энергий в данной диссертации не рассматривается, как и поля гамма-излучения от наведенной активности. Поля излучений на электронных ускорителях также не являются предметом диссертации, хотя толщина боковой защиты ускорителей электронов на энергии более 1 ГэВ определяется, в большинстве случаев, необходимым

Рис. 7. Структурная схема решения задач повышения адекватности радиационного контроля и достоверности прогнозирования радиационной обстановки на ускорителях. ослаблением потоков фотонейтронов с энергией в десятки и сотни МэВ. Экспериментальные исследования выполнены автором в период с 1971 по 2004 гг. на ядерно-физических установках ОИЯИ. Большинство исследований связаны с планами научно-исследовательских работ Отдела радиационной безопасности и радиационных исследований и Отделения радиационных и радиобиологических исследований ОИЯИ. Диссертация является логическим развитием кандидатской диссертации автора на тему: "Экспериментальные исследования дифференциальных характеристик полей нуклонов высокой энергии на синхроциклотроне и синхрофазотроне ОИЯИ", защищенной в 1986 г.

АКТУАЛЬНОСТЬ И ПРАКТИЧЕСКАЯ ЗНАЧИМОСТЬ РАБОТЫ

Современная ядерная физика ставит перед ускорительной техникой три основные задачи: создание ускорителей со сверхвысокими энергиями частиц, получение больших потоков частиц в области энергий до 1 ГэВ и эффективное ускорение ядер вплоть до самых тяжелых до релятивистских энергий. Несмотря на очевидный прогресс в предыдущие десятилетия, в решении первой задачи сейчас наметилось определенное ограничение в росте энергий ускоряемых частиц. Вторая и третья задачи находятся в стадии практического решения.

Развитие сильноточных ускорителей (с токами до сотен мА) стимулируется трудностями в решении проблем ядерной энергетики, связанных с безопасностью реакторов и накоплением долгоживущих высокоактивных отходов. Поскольку при работе реакторов коэффициент размножения нейтронов в принципе больше единицы, то теоретически не исключено возникновение неуправляемой цепной реакции. Стоимость сложных эшелонированных систем реакторов очень высока, тем не менее, требования к обеспечению безопасной работы АЭС постоянно возрастают из-за несопоставимости этих затрат и масштаба последствий серьезной аварии, что показал опыт Чернобыля. Вторым негативным фактором ядерной энергетики, основанной на реакторах, является быстрое увеличение в мире количества долгоживущих высокоактивных отходов. Их утилизация и захоронение требует все больших затрат, однако радикального решения этой проблемы на отдаленное будущее пока не существует. Указанные проблемы заставили физиков стран с развитой ядерной энергетикой вернуться на новом уровне к идее использования ускорителя для электроядерного генерирования нейтронов для энергетического применения и "пережигания" ядерных отходов [37]. В настоящее время в США, Японии, Европе и Корее ведется разработка сильноточных линейных ускорителей и циклотронов на энергии протонов от 0,6 до 1,7 ГэВ и мощностью до 200 МВт. Создание наиболее мощных линейных ускорителей на энергию 1 ГэВ и током протонов до 300 мА [38] планируется в Канаде (Чок-Ривер) и США (Ливермор). В России (ИТЭФ, МРТИ) также разрабатываются проекты сильноточных ускорителей. В ОИЯИ планируется создание на базе фазотрона ЛЯП экспериментальной подкритической сборки - проект SAD). Очевидно, что создание подобных ускорителей потребует мощной радиационной защиты и тщательной разработки систем радиационной.безопасности.

В последние десятилетия явно прослеживается тенденция все более широкого применения ускорителей частиц для решения ряда медицинских задач (пучковая терапия злокачественных опухолей, наработка радиоизотопов для диагностики и радиотерапии). Медицинские ускорители все чаще входят в состав клинических комплексов, расположенных в густонаселенных городских районах. Токи пучков ускорителей для наработки радиоизотопов могут достигать ста и более мкА, поэтому вопросы обеспечения радиационной безопасности в окружающей среде для таких ускорителей, размещаемых практически без отчуждения городской территории, являются критическими.

Поэтому продолжение и развитие исследований в области физики защиты и дозиметрии на ускорителях со средними энергиями, несомненно, актуально как с научной, так и с практической точки зрения. Значимость этих исследований обусловлена также постоянным ужесточением радиационного нормирования.

Как уже отмечалось во введении, в России (и, почти в той же степени, за рубежом) существует проблема приборного обеспечения радиационного контроля на ускорителях, связанная с тем, что коммерчески доступный парк приборов радиационного контроля ориентирован, в основном, на объекты атомной энергетики. Поэтому разработка специализированных средств и методов радиационного контроля и спектрометрия излучений на ускорителях является необходимым условием обеспечения адекватности радиационного контроля.

Методики, созданные для исследования характеристик полей излучения на ускорителях, могут с успехом применяться как в экспериментах по ядерной физике, так и для решения ряда научно-прикладных задач (измерения спектров нейтронов космического происхождения на поверхности земли, на борту самолетов и космических орбитальных станций с целью оценки доз экипажей при длительных полетах и т. д.). В диссертации описаны также разработки, выполненные для решения узкоспециализированных задач радиометрии нейтронов в особых, экстремальных условиях (для работы в импульсных полях излучения и в условиях высокого гамма-фона).

В основе радиационного нормирования лежат результаты исследований эффектов злокачественных трансформаций клеток млекопитающих (человека) под действием излучений различной природы (качества). Поэтому изучение радиобиологических эффектов, индуцированных малыми дозами излучений с разной

ЛПЭ (различными ядрами) в тканях человека и животных имеют важнейшее фундаментальное и прикладное значение, являясь основой для оценки радиационного риска. Достоверность радиобиологических данных в значительной степени зависит от дозиметрии пучков релятивистских ядер.

В заключении следует отметить, что наличие в Объединенном институте ядерных исследований уникального набора ускорительных установок различных классов создает возможности для проведения фундаментальных исследований по физике защиты в широком диапазоне энергий и видов первичного излучения, для изучения закономерностей формирования полей излучения в реальных условиях и выполнения методических разработок в области радиометрии и спектрометрии излучений и для проведения исследований в области радиационной генетики.

В ДИССЕРТАЦИИ ЗАЩИЩАЮТСЯ:

1. Выполненные базовые эксперименты по исследованию характеристик полей вторичного излучения: а) на синхрофазотроне Лаборатории высоких энергий ОИЯИ при облучении

11 толстых медной и свинцовой мишеней ядрами С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон с целью прогнозирования радиационной обстановки на ускорителях релятивистских ядер; б) на фазотроне Лаборатории ядерных проблем ОИЯИ при облучении протонами с энергией 650 МэВ толстой свинцовой мишени, имитирующей сердечник подкритической сборки, с целью получения исходных данных для проектирования установки и оценки её параметров;

2. Выполненные базовые эксперименты по исследованию полей рассеянного излучения для проверки методов расчета защиты: а) за сплошной 2-х метровой защитой фазотрона Лаборатории ядерных проблем ОИЯИ в двух геометриях (непосредственное облучение защиты пучком протонов с энергией 640 МэВ и облучение её вторичным излучением из толстой медной мишени); б) за сплошной 2-х метровой защитой канала 6В синхрофазотрона

12

Лаборатории высоких энергий ОИЯИ при облучении её пучком ядер С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон;

3. Исследованные закономерности формирования полей рассеянного излучения за защитами фазотрона Лаборатории ядерных проблем и синхрофазотрона Лаборатории высоких энергий ОИЯИ на пучках релятивистских протонов, ядер 4Не, 12С в различных геометриях источник- защита;

4. Создание набора опорных полей нейтронов для целей метрологического обеспечения радиационных измерений на ускорителях на основе изотопного

252 источника Cf в различных замедлителях и реальных полей рассеянного излучения на фазотроне Лаборатории ядерных проблем ОИЯИ ("мягкого" поля в лабиринте цокольного этажа и "жесткого" на обваловке фазотрона за 2-х метровой защитой);

5. Развитие методов спектрометрии нейтронного компонента полей вторичного излучения из толстых мишеней (методом времени пролета и многосферной методикой);

6. Развитие методов спектрометрии заряженного и нейтронного компонентов полей рассеянного излучения за защитами ускорителей (dE/dx- спектрометр протонов, многосферный спектрометр), а также создание прибора для измерения, спектра, флюенса и дозы нейтронов высоких энергий в рассеянных полях излучения;

7. Разработка датчиков для радиометрии нейтронов в экстремальных условиях (активный датчик на основе In-детектора для регистрации термоядерных нейтронов и датчик на основе коронных счетчиков для непрерывного контроля по нераспространению делящихся материалов);

8. Разработка физического обеспечения радиобиологических экспериментов на пучках ядер Нуклотрона Лаборатории высоких энергий ОИЯИ.

Основные результаты работ, положенных в основу диссертации, опубликованы в журналах "Атомная энергия", "Приборы и техника эксперимента", "Radiation Protection Dosimetry", "Radiation Measurements", "Kernenergy" и докладывались на семинарах подсекции "Радиационная защита и работа в условиях высоких уровней ионизирующего излучения" при совете по проблемам ускорения заряженных частиц АН СССР, на нескольких Всесоюзных совещаниях по ускорителям частиц, на Международных зимних школах по физике защиты от излучений (ГДР), на 17-м Международном симпозиуме по физике радиационной защиты (Дрезден, 1985), на 9-м Международном конгрессе по радиационной защите

1RPA, Вена, 1996), на XIII Конференции по ускорителям заряженных частиц (RUPAC-2002, Обнинск, 2002), на II Международном совещании "Радиационная безопасность пилотируемых полетов к Марсу" (II COSPAR Colloquium), Дубна, 2003.

Диссертация состоит из введения, 6 глав и списка литературы из 225 наименований. В диссертации содержится 115 рисунков и графиков и 16 таблиц.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

1. Исследованы дифференциальные и интегральные характеристики вторичных заряженного и нейтронного компонентов полей излучения вокруг толстых мишеней, имитирующих детали ускорителей при облучении их протонами, альфа-частицами и ядрами углерода высоких энергий на фазотроне и синхрофазотроне ОИЯИ. Аналогов полученным экспериментальным данным по спектрально-угловым выходам нейтронов из толстых мишеней на пучках частиц с энергией более 0,5 ГэВ/нуклон до настоящего времени практически не существует. Выполненные экспериментальные исследования обладают достаточной проверки мо адронов и яр полнотой исходной информации и могут использоваться для целей описания высокоэнергетичных неупругих взаимодействий ер с ядрами и развития в веществе межъядерного каскада. Такие проверки бь£пи осуществлены для ряда программ по расчету выхода излучения из толстых мишеней, инициированного протонами и ядрами [50, 51, 202]. Экспериментальные данные, полученные на пучках релятивистских ядер, использовань1 при разработке феноменологической модели прогнозирования радиационной обстановки на синхрофазотроне, УКТИ и Нуклотроне ОИЯИ. Экспериментальные данные по характеристикам поля вокруг свинцового сердечника, облучаемого пучком протонов, используются при проектировании опытной электроядерной установки на основе фазотрона ЛЯП (подкритической сборки SAD).

Цикл исследований полей рассеянного излучения за защитами фазотрона и синхрофазотрона ОИЯИ позволил выявить ряд закономерностей и механизмов формирования полей в различных условиях. Экспериментально определен вклад заряженного I компонента в полный флюенс адронов за защитами, изучен характер угловых распределений протонов, определен диапазон (ансамбль) возможных вариаций спектров рассеянных нейтронов в зависимости от режимов работы ускорителей и геометрии облучения защиты. Установленный вид угловых распределений частиц утечки из защиты позволяет уточнить расчеты распространения излучений во внешней среде вокруг ускорителей. В базовом эксперименте по физике защиты на фазотроне впервые были изучены двойные дифференциальные характеристики поля рассеянного излучения. Данные этого эксперимента позволяют осуществить детальную проверку методов расчета защиты и программ транспорта излучений через массивный слой вещества Результаты исследований позволили увеличить достоверность радиационного контроля на ускорителях и оценить вклад различных компонентов поля рассеянного излучения в эквивалентную дозу и показания дозиметров. Созданные в ОИЯИ опорные поля нейтронов позволили улучшить метрологическое обеспечение радиационного контроля на ускорителях. Для того чтобы расширить энергетический диапазон опорных полей были впервые созданы опорные поля нейтронов на основе реальных полей рассеянного излучения на действующем ускорителе. Опорные поля использованы для сличения средств и методик радиационного контроля ОИЯИ, ИФВЭ, ИАЭ (Польша), исследования характеристик и отклика радиационных детекторов, градуировки радиометров и дозиметров нейтронов.

Развиты методики радиометрии и спектрометрии нейтронов и заряженных частиц в полях вторичного и рассеянного излучения на ускорителях. Создан не имеющий аналогов высокочувствительный прибор для измерения спектра, флюенса и дозы высокоэнергетичных нейтронов. С помощью этого прибора измерен спектр высокоэнергетичных нейтронов космического происхождения у поверхности земли. Показана на примере различных экспериментальных методик универсальность и целесообразность восстановления спектров излучения путем решения систем интегральных уравнений в случаях плохого энергетического разрешения или особого вида функций чувствительности. Предложены направления совершенствования расчетов функций чувствительности многосферного спектрометра и схемы экспериментов по измерению чувствительности (эффективности) нейтронных детекторов в области высоких энергий. Показана возможность успешного использования многосферного спектрометра нейтронов в физических экспериментах на пучках частиц высокой энергии. Разработаны радиометры нейтронов для работы в экстремальных условиях (импульсная термоядерная установка и радиационный контроль МАГАТЭ нераспространения делящихся веществ).

Создано физическое обеспечение радиобиологических исследований на пучках ядер Нуклотрона ОИЯИ и выполнены облучения биологических образцов на пучках протонов, ядер I2C, 24Mg, 40Аг и 56Fe

Содержание диссертации отражено в следующих публикациях:

1. Алейников В.Е., Гердт В.П., Тимошенко Г.Н. Измерение спектров протонов высокой энергии, выходящих из защиты синхроциклотрона на энергию 660 МэВ. Атомная энергия, т. 41, вып. 5, 1976, с. 332.

2. Алейников В.Е., Тимошенко Г.Н., Хан Г. Сцинтилляционный спектрометр протонов высокой энергии. Kernenergie, v. 21, № 6, 1978, p. 181.

3. Алейников В.Е., Комочков М.М., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Измерение угловых распределений потоков протонов, выходящих из защиты синхроциклотрона на энергию 660 МэВ. Препринт ОИЯИ Р16-11891, Дубна 1978.

4. Алейников В.Е., Комочков М.М., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Угловые распределения протонов за бетонной защитой синхроциклотрона на энергию 660 МэВ. Kernenergie, v. 22, № 2, 1979, p. 416.

5. Алейников В.Е., Комочков М.М., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н., Хан Г. Спектрально-угловые характеристики протонного компонента поля излучения за защитой синхроциклотрона на энергию 660 МэВ. Препринт ОИЯИ 16-12732, Дубна, 1979; Атомная энергия, т. 49, вып. 3, 1980, с. 188.

6. Алейников В.Е., Комочков М.М., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Заряженный компонент нейтронного пучка синхроциклотрона ЛЯП ОИЯИ. Сообщение ОИЯИ Б1-16-80-157, Дубна, 1980.

7. Алейников В.Е., Солодилов А.В., Тимошенко Г.Н., Хан Г. Использование счетчика с пластическим сцинтиллятором для определения эквивалентной дозы и флюенса нейтронов с энергией от 10 до 300 МэВ. Сообщение ОИЯИ Р16-80-453, Дубна, 1980.

8. Алейников В.Е., Солодилов А.В., Тимошенко Г.Н., Хан Г. Сцинтилляционный счетчик для определения эквивалентной дозы и флюенса высокоэнергетичных нейтронов. Kernenergie, v. 35, № 3, 1980, p. 82.

9. Алейников В.Е., Тимошенко Г.Н. Вклад протонов в показания дозиметров ИФКн, ДН-А-1 и углеродсожержащих детекторов за защитой синхроциклотрона ЛЯП ОИЯИ. Сообщение ОИЯИ 16-81-103, Дубна, 1981.

10. Алейников В.Е., Бамблевский В.П., Бескровная Л.Г., Бе Ен Гван, Касканов Г.Я., Комочков М.М., Никитин А.Д., Солодилов А.В., Тимошенко Г.Н., Череватенко

А.П. Поле излучения от толстой медной мишени при бомбардировка её протонами с энергией 3,65 ГэВ. В трудах VIII Всесоюзного совещания по ускорителям заряженных частиц (Дубна, 1982), т. 2, Дубна, 1983, с. 189.

П.Алейников В.Е., Солодилов А.В., Тимошенко Г.Н., Хан Г. Исследование функций отклика потокомера-дозиметра нейтронов высокой энергии. Сообщение ОИЯИ 16-82-419, Дубна, 1982.

12. Алейников В.Е., Тимошенко Г.Н. Дифференциальные характеристики полей протонов, образуемых вокруг толстых мишеней и за защитой ускорителей на энергии до 1 ГэВ. Сообщение ОИЯИ 16-82-443, Дубна, 1982.

13. Алейников В.Е., Комочков М.М., Солодилов А.В., Тимошенко Г.Н. Использование счетчика с пластическим сцинтиллятором для измерения спектров нейтронов высокой энергии. Препринт ОИЯИ 16-82-444, Дубна, 1982; Атомная энергия, т. 54, вып. 1, 1983, с. 68.

14. Алейников В.Е., Тимошенко Г.Н. Угловое распределение потоков заряженных частиц из толстой мишени, облучаемой р, а, 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон. Препринт ОИЯИ Р16-83-359, Дубна, 1983; Атомная энергия, т. 55, вып. 6, 1983, с. 412.

15. Алейников В.Е., Солодилов А.В., Тимошенко Г.Н. Измерение методом времени пролета спектра нейтронов из толстой медной мишени, облучаемой ядрами 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон. Препринт ОИЯИ 16-85-97, Дубна, 1985; Аннот. IX Всесоюзного совещания по ускорителям заряженных частиц, Р9-84-641, Дубна, 1985, с. 87.

16. Алейников В.Е., Солодилов А.В., Тимошенко Г.Н. Потокомер-дозиметр нейтронов высокой энергии. Препринт ОИЯИ 16-85-34, Дубна, 1985; Kernenergie, v. 28, No 9, 1985, p. 376.

17. Крылов А.Р., JTe Ха Тхо, Тимошенко Г.Н. Дифференциальные по углу выходы заряженных частиц из толстой свинцовой мишени, облучаемой релятивистскими протонами и ядрами. Сообщение ОИЯИ 16-85-347, Дубна, 1985.

18. Тимошенко Г.Н. Экспериментальные исследования дифференциальных характеристик полей нуклонов высокой энергии на синхроциклотроне и синхрофазотроне ОИЯИ. Автореферат диссертации на соискание ученой степени к. физ.-мат. наук, 16-86-539, Дубна, 1986.

19. Бамблевский В.П., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Сравнение расчетных и экспериментальных характеристик полей вторичного излучения вблизи толстой мишени, облучаемой легкими релятивистскими ядрами. Препринт ОИЯИ 16-86486, Дубна, 1986; В трудах X Всесоюзного совещания по ускорителям заряженных частиц (Дубна, 1986), т. 2, 1987, с. 368.

20. Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Новый тип спектрометра нейтронов высокой энергии для исследований в области физики защиты и дозиметрии. Сообщение ОИЯИ 16-88-65, Дубна, 1988

21. Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Спектрометр нейтронов с энергией > 20 МэВ для исследований в области радиационной физики. Приборы и техника эксперимента, № 3, 1989, с. 42.

22. Бамблевский В.П., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Характеристики полей излучения за защитами каналов транспортировки пучков легких релятивистских ядер. Сообщение ОИЯИ 16-88-613, Дубна, 1988.

23. Krylov A.R., Timoshenko G.N. High-Energy Neutron Spectrometry in Mixed Undirectional Radiation Fields Behind Accelerator Shielding. Preprint JINR El6-89-59, Dubna, 1989; Radiation Protection Dosimetry, v. 30, No 2, 1990, p. 107.

24. Бамблевский В.П., Крылов A.P., Тимошенко Г.Н. Прогнозирование радиационных полей на ускорителях релятивистских ядер. Часть 2. Проверка алгоритма расчета дифференциальных характеристик полей вторичного адронного излучения из мишеней, облучаемых релятивистскими ядрами. Сообщение ОИЯИ 16-89-627, Дубна, 1989.

25. Бамблевский В.П., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Прогнозирование радиационных полей на ускорителях релятивистских ядер. Часть 3. Проверка алгоритма расчета характеристик полей рассеянного нейтронного излучения за защитами на ускорителях релятивистских ядер. Сообщение ОИЯИ 16-89-628, Дубна, 1989.

26. Aleinikov V.E., Krylov A.R., Timoshenko G.N. Neutron Dose Equivalent Determination Technique in the Energy Range from Thermal to High-Energy Neutrons. Preprint JINR El6-89-668, Dubna, 1989; Radiation Protection Dosimetry, v. 30, No. 4, 1990, p. 267.

27. Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Спектрометрия нейтронов высокой энергии в полях излучения за защитами ускорителей ОИЯИ. Приборы и техника эксперимента, № 3, 1992, с. 67.

28. Алейников В.Е., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Измерения спектров нейтронов в полях жесткого рассеянного излучения в диапазоне энергий от 10~8 до сотен МэВ. Сообщение ОИЯИ Р16-91-177, Дубна, 1991.

29. Алейников В.Е., Бамблевский В.П., Комочков М.М., Крылов А.Р., Мокров Ю.В., Тимошенко Г.Н. Опорные поля нейтронного излучения для метрологического обеспечения радиационного контроля. Препринт ОИЯИ Р16-92-36, Дубна, 1992; Приборы и техника эксперимента, № 3, 1993, с. 197.

30. Aleinikov V.E., Timoshenko G.N. Reference Neutron Fields for Metrology of Radiation Monitoring. Radiation Protection Dosimetry, v. 54, No. 1, 1994, p. 57.

31. Aleinikov V.E., Timoshenko G.N. Neutron Spectrometry for Radiation Protection at the JINR. In Proc. of 1996 International Congress on Radiation Protection (April 14-19, Vienna, Austria, 1996), v. 4, 1996, p. 350.

32. Алейников B.E., Архипов В.А., Бескровная Л.Г., Тимошенко Г.Н. Характеристики газоразрядных счетчиков медленных нейтронов при работе в полях с высоким уровнем гамма-фона. Препринт ОИЯИ Р16-97-158, Дубна, 1997.

33. Bamblevski V.P., Krylov A.R., Timoshenko G.N. The Technique of Measuring Relativistic Proton Absorbed Dose in Thin Biological Samples. Preprint JINR El6-99-47, Dubna, 1999.

34. Bamblevski V.P., Krylov A.R., Timoshenko G.N. The Neutron Counter with Indium Detector. Preprint JINR, E13-2000-264, Dubna, 2000.

35. Bamblevski V.P., Krylov A.R., Polanski A., Timoshenko G.N., Shvetzov V.N. The Investigation of the Radiation Field Around the Thick Lead Target Irradiated by the 650 MeV Protons. Part 1. The Neutron Spectra Measurement around the target. Preprint JINR El-2000-307, Dubna, 2000.

36. Bamblevski V.P., Krylov A.R., Spurny F., Timoshenko G.N. The Measurement of the Absorbed Dose in Thin Blood Samples Irradiated by Relativistic Protons. Radiation Measurements, v. 33, 2001, p. 151.

37. Тимошенко Г.Н. Физические аспекты радиобиологических экспериментов на пучках релятивистских ядер Нуклотрона. Сообщение ОИЯИ Р16-2003-62, Дубна, 2003.

38. Bamblevski V.P., Krylov A.R., Timoshenko G.N. The neutron counter for using under extreme experimental condition. Proc. of the XTTT Conference on charged particle accelerators (RUPAC-2002), Obninsk, 2004, v. 1, pp. 301-306.

39. Bamblevski V.P., Krylov A.R., Polanski A., Timoshenko G.N., Shvetsov V.N. The measurement of the differential and integral characteristics of the radiation field around the lead core of the subcritical assembling irradiated with 650 MeV protons. Proc. of the XIII Conference on charged particle accelerators (RUPAC-2002), Obninsk, 2004, v. 1, pp. 286-294.

40. Timoshenko G.N. and Bamblevski V.P. Heavy Nuclei Dosimetry in Radiobiological Experiments at the Nuclotron. Adv. Space Res. (to be published).

1. Geibel J. et al. Nucl. Instrum. & Methods A, v. 239, 1985, p. 45.

2. Gorbatkov V.D., Kryuchkov V.P. SADCO-2: a modular code system for generating coupled nuclear data libraries to provide high-energy particle transport calculation by multigroup methods. Nucl. Instrum. & Methods A, v. 372, 1996, pp. 297-301.

3. Зайцев JI.H., Комочков M.M., Сычев Б.С. Основы защиты ускорителей. М., Атомиздат, 1971.

4. Кимель Л.Р. Физические аспекты защиты протонных ускорителей высоких энергий. М., Атомиздат, 1976.

5. Комочков М.М., Лебедев В.Н. Практическое руководство по радиационной безопасности на ускорителях заряженных частиц. М., Энергоатомиздат, 1986.

6. Patterson H.W., Thomas R.H. Accelerator Health Physics. N-Y, L. Academic Press, 1973.

7. Thomas R.H., Stevenson R. Radiobiological Safety Aspects of the Operation of Proton Accelerators. Technical Reports Series of IAEA No. 283, Vienna, 1988.

8. Alsmiller R.G., Jr., Alsmiller F.S., Murphy J.E. Nucleon-Meson Cascade Calculation (Part 1). Report ORNL-3289, Oak Ridge, 1962.

9. Alsmiller R.G., Jr. Shielding Calculations for High Energy Accelerators. Report ORNL-TM-1298, Oak Ridge, 1965.

10. Riddel R.J. Jr. High Energy Cascades in Matter. Report UCRL-11989, Berkeley, 1965.

11. И. Сычев Б.С. Исследования по физике защиты ускорителей на энергию до 1 ГэВ.

12. Автореферат диссертации на соискание уч. степени к. физ.-мат. н., Дубна, 1969.

13. Chilton А.В., Shultis J.K., Faw R.E. Principles of Radiation Shielding. Prentice Hall, Englewood Cliffs, NJ, 1984.

14. Davison B. Neutron Transport Theory. Clarendon Press, Oxford, 1957.

15. Ranft J., Borak T. Improved Nucleon-Meson Cascade Calculations. NAL Internal Report PN-193, Batavia, 1969.

16. Irving D.C., Freestone R.M., Kam F.B.K. A General Purpose Monte Carlo Neutron Transport Code. Report ORNL-3622. Oak Ridge, 1965.

17. Kinney W.E. The Nucleon Transport Code, NTC. Report ORNL-3610, Oak Ridge, 1964.

18. Барашенков B.C., Соболевский H.M., Тонеев В.Д. Взаимодействие высокоэнергетического излучения с веществом. Препринт ОИЯИ Р2-5719,1. Дубна, 1971.

19. Барашенков B.C., Гуднма К.К., Тонеев В.Д. Статистический расчет неупругих столкновений быстрых частиц с внутриядерными нуклонами. Препринт ОИЯИ Р2-4066, Дубна, 1968.

20. Bertini H.W. Monte Carlo Calculations on Intranuclear Cascades. Report ORNL-3383, Oak Ridge, 1963.

21. Машкович В.П., Цыпин С.Г. Современные направления экспериментальных исследований по физике защиты. Атомная энергия, № 38, вып. 6, 1975, с. 398.

22. Geibel J., Reich К.Н., Seetzen J. Shielding Studies in Steel with 10 and 29 GeV/c Protons. Part 1: General Description of the Experiment. Nucl. Instr. & Meth., v.32, No 1, 1965, p. 45.

23. Алейников B.E., Кимель JI.P., Комочков M.M., Сидорин В.П. Выход излучения за пределы защиты синхрофазотрона ОИЯИ, Атомная энергия, т. 28, вып. 5, 1970, с. 438.

24. Серов А.Я., Сычев Б.С. В Трудах V Всесоюзного совещания по ускорителям заряженных частиц, т. 1, М.: "Наука", 1977, с. 210.

25. Madey R., Waterman F.M. Symposium on Neutron Monitoring for Radiation Protection Purposes, Vienna, December 11-15, 1972, IAEA/SM-167/47, p. 5.

26. Серов А.Я., Сычев Б.С. Измерение энергетического спектра вторичных протонов за толстым свинцовым поглотителем при облучении его протонами с энергией 635 МэВ. Атомная энергия, № 45, вып. 3, 1978, с. 235.

27. Кимель Л.Р., Комочков М.М., Сидорин В.П. и др. Обратный выход нейтронов из защиты под действием протонов с энергией 660 МэВ. Препринт ОИЯИ Р13514, Дубна, 1967.

28. Иванов В.И., Машкович В.П., Центер Э.М. Международная система единиц (СИ) в атомной науке и технике. Справочное руководство. М., Энергоиздат, 1981.

29. Радиационные величины и единицы. Доклад 33 МКРЕ. Перевод с англ. под ред. И.Б. Кеирим-Маркуса. М.: Энергоатомиздат, 1985.

30. Fundamental Quantities and Units for Ionizing Radiation. ICRU Report 60, Bethesda, Maryland, USA, 1998.

31. Recommendations of the International Commission on Radiobiological Protection. ICRP Publication 60, Annals of ICRP, v. 21, No. 1-3, 1990.

32. Нормы радиационной безопасности НРБ-76. М., Атомиздат, 1978; Нормырадиационной безопасности НРБ-76/87 и основные санитарные правила работы с радиоактивными веществами и другими источниками ионизирующих излучений ОСП-72/87. М, Энергоатомиздат, 1988.

33. Data for Protection Against Ionizing Radiation from External Sources. ICRP Publication No. 21 (Supplement to ICRP Publication No. 15), Pergamon Press, Oxford and New York, 1973.

34. Нормы радиационной безопасности (НРБ-96): Гигиенические нормативы. М., Информационно-издательский центр Госкомсанэпиднадзора России, 1996.

35. Determination of Dose Equivalents Resulting from External Radiation Sources. International Commission on Radiation Units and Measurements. Report 39, Washington, DC, 1985.

36. Conversion Coefficients for Use in Radiological Protection Against External Radiation. Report of the Joint Task Group, ICRP Report No. 74, Pergamon Press, Oxford and New York, 1996, and ICRU Report No. 57, Bethesda, MD, 1998.

37. Нормы радиационной безопасности (НРБ-99): Гигиенические нормативы СП 2.6.1.758-99. М., Центр санитарно-эпидемиологического нормирования, гигиенической сертификации и экспертизы Минздрава России, 1999.

38. Rubbia С. In: А1Р Conference Proceedings 346, Intern. Conf. On Accelerator-Driven Transmut. Tech. And Applic., Las Vegas, 1994.

39. Workshop on Nuclear Transmission of Long-Lived Nuclear Power Radiowastes. Proceedings. Obninsk, Russia, Juli, 1991.

40. Алейников В. E., Тимошенко Г. H. Дифференциальные характеристики полейпротонов, образуемых в толстых мишенях и за защитой ускорителей на энергии до 1 ГэВ. Сообщение ОИЯИ 16-82-443, Дубна, 1982.

41. Meigo S. et al. Measurement of Neutron Spectra Produced from a Thick Lead Target Bombarded with 0.5 and 1.5-GeV Protons. Nucl. Instrum. & Meth. A, v. 431, 1999, p. 521.

42. Алейников В. E., Тимошенко Г. H. Угловые распределения потоков заряженных частиц из толстой мишени, облучаемой р, а, 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон. Атомная энергия, вып. 6, № 55, 1983, с. 412.

43. Крылов А.Р., Jle Ха Тхо, Тимошенко Г.Н. Дифференциальные по углу выходы заряженных частиц из толстой свинцовой мишени, облучаемой релятивистскимипротонами и ядрами 12С. Сообщение ОИЯИ 16-85-347, Дубна, 1985.

44. Ставинский B.C. Сообщение ОИЯИ 2-80-66, Дубна, 1982.

45. Сычев Б.С. Сечения взаимодействий высокоэнергетических адронов с атомными ядрами. М.: МРТИРАН, 1999.

46. Levine G.S., Squier D.M., Stapleton G.B., Stevenson G.R., Goebel К., Ranft J. The Angular Dependence of Dose and Hadron Yield from Targets in 8 GeV/c and 24 GeV/c Extracted Proton Beams. Part. Accel., v. 3, 1972, p. 169.

47. McCaslin J.B., La Plant P.R., Smith A.R., Swanson W.P., Thomas R.H. Neutron Production by Ne and Si Ions on a thick Cu target at 670 MeV-A with Application to Radiation Protection. IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-32, v. 5, 1985, p. 3104.

48. Комочков M.M. Аппроксимация результатов исследований адронного каскада в веществе с целью оценки радиационной обстановки и защиты. Препринт ОИЯИ Р16-81-377, Дубна, 1981.

49. Бамблевский В.П. Определение выхода и углового распределения адронов из толстой медной мишени при бомбардировке ядрами 4Не и 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон. Сообщение ОИЯИ 16-85-35, Дубна, 1985.

50. Комочков М.М. Некоторые результаты исследования радиационной обстановки при взаимодействии релятивистских ядер с мишенью. Сообщение ОИЯИ Р16-86-186, Дубна, 1986.

51. Бескровная Л.Г., Комочков М.М. Феноменологическая модель прогнозирования радиационной обстановки при взаимодействии релятивистских ядер с тонкими мишенями. Сообщение ОИЯИ Р16-87-304, Дубна, 1987.

52. Полянский А., Соснин А.Н. Угловые и энергетические характеристики нейтронов, рожденных под действием пучка высокоэнергетических ионов. Препринт ОИЯИ Р2-87-824, Дубна 1987; АЭ № 66, вып. 3, 1989, стр. 213.

53. Barashenkov V.S., Polanski A., Sosnin A.N. Internuclear cascades at high energies. JINR Preprint E2-89-437.

54. Shaw K.B., Thomas R.H. Report RPP/R4, 1967.

55. Goebel K., Ranft J. Second International Conference on Accelerator Dosimetry and Experience. Stanford, California, November 5-7, 1969, CONF-691101, v. 2, p. 349.

56. Nakamura T. Neutron Energy Spectra Produced from Thick Targets by Light-Mass Heavy Ions. Nucl. Instrum. & Meth. A, v. 240, 1985, p. 207.

57. Barashenkov V.S., Buttsev V.S., Buttseva G.L., Dudarev S. Ju., Puzynin I.V., Sissakian A.N. Research Programme for the 660 MeV Proton Accelerator Driven MOX-Plutonium Subcritical Assembly. Preprint JINR El-2000-64, Dubna, 2000.

58. RSICC Computer Code Collection. MCNPX 2.1.5. (Monte Carlo N-Particle Transport Code System for Multiparticle and High Energy Applications). LANL CCC-705, 2000.

59. Bramblett R.L., Ewing R.E., Bonner T.W. A New Type of Neutron Spectrometer. Nucl. Instrum. & Meth., v. 9, 1960, p. 1.

60. Aleinikov V.E., Cherevatenko A.P., Clapier F.B., Tsovbun V.I. Neutron Radiation Field due to 6,6 MeV/amu 58Ni Ions Bombarding a Thick Cu Target. JINR Communication, Dubna, 1985.

61. Briesmeister J.F. (Ed.). MCNP A General Monte Carlo N-Particle Transport Code, LANL Report LA-12625-M, Version 4A, 1993.

62. Gugnon J., Volant C. and Vuillier S. Nucl. Phys. A, v. 620, 1997, p. 475.

63. Ledoux X. et al. Spallation Neutron Production by 0.8, 1.2, and 1.6 GeV Protons on PB Targets.Phys. Rev. Letters, v. 82, № 22, 1999, pp. 4412-4415.

64. Алейников B.E., Комочков M.M., Крючков В.П. Экспериментальная проверка методов расчета защиты ускорителей протонов. Сообщение ОИЯИ Р16-8179, Дубна, 1974.

65. Алейников В.Е., Комочков М.М., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н. Измерение угловых распределений потоков протонов, выходящих из защиты синхроциклотрона на энергию 660 МэВ. Препринт ОИЯИ Р16-11891, Дубна 1978.

66. Алейников В.Е., Комочков М.М., Крылов А.Р., Тимошенко Г.Н., Хан Г. Спектрально-угловые характеристики протонного компонента поля излучения за защитой синхроциклотрона на энергию 660 МэВ. Атомная энергия, т. 49, вып. 3, 1980, с. 188.

67. Алейников В.Е., Комочков М.М., Крючков В.П. В трудах IV Всесоюзного совещания по ускорителям заряженных частиц, т. 2, М.: Наука, 1975, с. 226.

68. Крылов А.Р. Учет геометрического фактора при измерении дифференциальных характеристик полей излучения телескопическими системами счетчиков. Сообщение ОИЯИ 16-85-348, Дубна, 1985.

69. Пелешко В.Н., Расцветалов Я.Н. (АЕ-Е)-спектрометр заряженных частиц в смешанном поле излучения за биологической защитой высокоэнергетических ускорителей. Сообщение ИФВЭ 87-66, Серпухов, 1987.

70. Головачик В.Т., Кустарев В.Н., Лебедев В.Н. Интерпретация показаний углеродного детектора в терминах эквивалентной дозы. Сообщение ИФВЭ 77-91, Серпухов, 1977.

71. Aleinikov V.E., Komochkov М.М., Tsovbun V.I. In Proc. Of the Intern. Congress on Protection Against Accelerator and Space Radiation, v. 1, Geneva, CERN71/16, 1971, p. 282.

72. Broome T. A., Perry D. R., Stapleton G. В., Due D. Particle distribution around acopper beam stopper for 72 MeV protons. Health Physics, v. 44, No. 5, 1983, p. 487.

73. Наливаев В.И. Исследование дифференциальных и интегральных характеристик рассеянного электронного и р-излучения. Автореферат диссертации на соискание уч. степени к. физ.-мат. н., МИФИ, Москва, 1970.

74. Кимель Л.Р., Машкович В.П. Защита от ионизирующих излучений. М.: Атомиздат, 1972.

75. Крылов А.Р. Прогнозирование радиационных полей на ускорителях релятивистских ядер. Алгоритм расчета дифференциальных характеристик полей излучения вокруг мишеней и за биологическими защитами. Сообщение ОИЯИ 16-89-626, Дубна, 1989.

76. Griffith R.V., Palfalvi J., Madhvanath U. Compendium of Neutron Spectra and Detector Responses for Radiation Protection Purposes. Technical reports series No 318, IAEA, Vienna, 1990.

77. Compendium of Neutron Spectra and Detector Responses for Radiation Protection Purposes. Technical reports series No 403 (Supplement to Technical report series No 318), IAEA, Vienna, 2001.

78. Алейников B.E., Архипов В.А., Комочков M.M., Салацкая М.И., Череватенко А.П. Дозиметрия излучений и физика защиты в ОИЯИ. Сообщение ОИЯИ Р16-80-601, Дубна, 1980.

79. Aleinikov V.E. et al. In: Neutron Monitoring for Radiation Protection Purposes, v. 2, IAEA, Vienna, 1973, p. 363.

80. Гельфанд E.K. и др. Сообщение ОИЯИ P16-1252, Дубна, 1979.

81. Манько Б.В. Труды РИАН СССР, № 30, 1977, с. 86.

82. Байшев И.С., Лебедев В.Н., Мохов Н.В. Исследование характеристик ядерноэмульсионного дозиметра в диапазоне энергий нейтронов 0,5 300 МэВ. АЭ, т. 44, вып. 3, 1978, с. 247.

83. Алейников В.Е., Архипов В. А., Виноградов В.Ф., Комочков М.М., Мокров Ю.В., Салацкая М.И., Череватенко А.П. В кн.: "Neutron Monitoring for Radiation Protection Rurposes", v. II, Vienna, 1973, p. 363.

84. Комочков M.M., Салацкая М.И. Сообщение ОИЯИ Р16-8175, Дубна, 1974.

85. General Principles of Monitoring for Radiation Protection of Workers. ICRP Publication 35. N.Y.: Pergamon Press, 1982.

86. Голованов H.A. и др. Труды СНИИП, вып. 1, М.: Атомиздат, 1964, с. 36.

87. Севастьянов В.Д. Создание и исследование системы моделирующих опорных полей нейтронов на исследовательских ядерно-физических установках. Автореферат диссертации на соискание уч. степени д. т. и., ГП ВНИИФТРИ, Москва, 2000.

88. Schwartz R.B., Eisenhauer С.М. USNRC Report NUREG/GR-1204, 1980.

89. Нага A., Iwai S., Nakamura Т. Establishment of a Simple Neutron Calibration Field from a Moderated 252Cf Source. Nucl. Instrum. & Meth. A v. 254, 1987, p. 151.

90. Griffith R.V., Slaughter D.R., Patterson H.W. et al. IAEA-SM-222/11, Vienna, 1978.

91. Ing H., Cross W.G. Spectral and Dosimetric Characteristics of a D20-moderated 252Cf Calibration Facility. Health Phys., v. 46, No. 1, 1984, p. 97.

92. Prouza Z. et al. Intercomparison of Neutron Moderation Spectrometers in Reference Fields. Rad. Prot. Dosim., v. 37, No. 4, 1991, p. 241.

93. Бритвич Г.И. и др. Спектры и интегральные характеристики опорных полей нейтронов на базе радионуклидных источников нейтронного излучения. Препринт ИФВЭ 90-48, Протвино, 1990.

94. Интегральные эксперименты в проблеме переноса ионизирующих излучений. Справочное руководство под ред. Трыкова Л.А., М.: Энергоатомиздат, 1985.

95. Data for Use in Protection Against External Radiation. ICRP Report 51, Annals of the ICRP, v. 17, No 2/3, 1987.

96. Abrosimov A.I., Alekseev A.G., Bystrov Yu.V., Maslyaev P.F., Kharlampiev S.A., Smirnov P.N. Dose Characteristics of IHEP Reference Neutron Fields. IHEP Communication 93-43, Protvino, 1993.

97. Белогорлов E.A., Крупный Г.И., Кузнецов A.A., Лебедев В.Н., Расцветалов Я.Н. Спектры высокоэнергетичных адронов протонного синхротрона на энергию 70 ГэВ. В трудах X Всесоюзного совещания по ускорителям заряженных частиц, т. 2, 1987, с. 396.

98. Alevra A.V., Klein Н., Schrewe U.J. Measurements with the PTB Bonner Sphere Spectrometer in High-Energy Neutron Calibration Fields at CERN, Report PTB-Bericht No 22, Braunschweig, 1994.

99. Санников А.В. Пассивный дозиметр-спектрометр нейтронов для высокоэнергетичных ускорителей. Препринт ИФВЭ 90-133, Протвино, 1990.

100. Britvich G.I., Chumakov А.А. Reference Fields Superposition Method for Dosimetric Apparatus Calibration to Operate Within Neutron Radiation Fields. Rad. Prot. Dosim., v. 59, No 4, 1995, p. 255.

101. Measday D.F., Richard-Serre C. The Loss of Protons by Nuclear Inelastic Interactions in Various Materials. Nucl. Instrum. & Meth., v. 76, 1969, p. 45.

102. Palmieri J.N., Wolfe J. Loss of Protons by Nuclear Interactions in Sodium Iodide Crystals. Nucl. Instrum. & Meth., v. 76, 1969, p. 55.

103. Жидков H.K., Трайкова М.Д. Поправки на неупругое ядерное взаимодействие изотопов водорода и гелия в кристаллах Si, Ge, Nal, Csl. Препринт ОИЯИ 13-84823, Дубна, 1984.

104. Belogorlov Е.А., Zhigunov V.P. Interpretation of the solution to the inverse problem for the positive function and the reconstruction of neutron spectra. Nucl.1.strum. & Methods A, v. 235, 1985, pp. 146-163.

105. Perey F.G. Report ORNL TM-6062, Oak Ridge National Laboratory, Oak Ridge, 1978.

106. Maerker R.E., Broadhead B.L., Wagschal J.J. Nucl. Sci. Eng., v. 91, № 2, 1986, pp. 137-170.

107. Zijp W.L., Zsolnay E.M., Nolthenius H.J., Szondi E.J. Report ECN-212; IAEA-NDS-212, Netherlands Energy Research Foundation, Petten, 1988.

108. Tichy M. Report PTB-7.2-93-1, Physikalisch- Technische Boundesanstalt, Braunschweig, 1993.

109. Kocherov N. Neutron metrology file NMF-90, Report IAEA-NDS-171, International Nuclear Energy Agency, Vienna, 1996.

110. McElroy W.N., Berg S., Crockett Т., Hawkins RG. Report AFWL-TR-67-41, US Air Force Weapons Laboratory, 1967.

111. Matzke M. Unfolding of pulse height spectra: the HEPRO program system. Report PTB-N-19, Physikalisch- Technische Boundesanstalt, Braunschweig, 1994.

112. Routti J.T., Sandberg J.V. Comput. Phys. Commun., v. 21, 1980, pp. 119-144.

113. Sanna R.S. A manual for BON: a code for unfolding multisphere spectrometer neutron measurements. Technical Report EML-394, Environmental Measurements Laboratory, 1981.

114. Lowry K.A., Johnson T.L. NRL Report 5340, Naval Research Laboratory, Washington DC, 1984.

115. Matzke M., Vourvopoulos G. International Conference: Neutrons in Research and Industry, Crete, Greece, 1996. Proc. of SPIE 2867, ISBN 0-8194-2263-0, 1997, pp. 598-607.

116. Reginatto M, Goldhagen P. MAXED. A computer code for the deconvolution of multisphere neutron spectrometer data using the maximum entropy method. Technical Report EML-595, Environmental Measurements Laboratory, 1998.

117. Weise K. Report PTB-N-24. Physikalisch- Technische Boundesanstalt, Braunschweig, 1995.

118. Matzke M. Propagation of uncertainties in unfolding procedures. Nucl. Instrum. & Methods A, v. 476, 2002, pp. 230-241.

119. Sweezy J., Hertel N., Veinot K. BUMS Bonner sphere Unfolding Made Simple: an HTML based multisphere neutron spectrometer unfolding package. Nucl. Instrum. & Methods A, v. 476, 2002, pp. 263-269.

120. Mukherjee B. A high-resolution neutron spectra unfolding method using the Genetic Algorithm technique. Nucl. Instrum. & Methods A, v. 476, 2002, pp. 247-251.

121. Braga C.C., Dias M.S. Application of Neural Networks for unfolding neutron spectra measured by means of Bonner spheres. Nucl. Instrum. & Methods A, v. 476, 2002, pp. 252-255.

122. Турчин В.Ф., Козлов В. JI., Малкевич М.С. Использование методов математической статистики для решения некорректных задач. Успехи физ. наук, т. 102, 1970, с. 3.

123. Туровцева А.С., Турчин В.Ф. Восстановление распределения частиц по размерам в мутных средах из опытов по рассеянию монохроматического света. Препринт ИПМ АН СССР № 30, Москва, 1971.

124. Туровцева Л.С. Решение обратных некорректных задач методом статистической регуляризации. Препринт Института прикладной математики АН СССР № 74, Москва, 1975.

125. Weese J. A reliable and fast method for the solution of Fredholm integral equations of the first kind based on Tikhonov regularization. Comput. Phys. Commun., v. 69, 1992, p. 99.

126. Sannikov A.V. BON94 Code for Neutron Spectra Unfolding from Bonner Spectrometer Data, CERN internal report CERN/TIS-RP/IR/94-16, 1994.

127. Медведев M.H. Сцинтилляционные детекторы. M.: Атомиздат, 1977.

128. Sannikov A.V., Mares V., Schraube H. High Energy Response Functions of Bonner Spectrometers. Radiat. Prot. Dosim., v. 70, No 1-4, 1997, p. 291.

129. Белогорлов E.A., Бритвич Г.И., Крупный Г.И., Кузнецов А.А., Луканин B.C., Расцветалов Я.Н. Методические вопросы применения многошарового спектрометра Боннера в радиационных исследованиях на ускорителе ИФВЭ. Сообщение ИФВЭ 85-3, Серпухов, 1985.

130. Zaborowski H.L. Report CEA-N-2241, Cea-France, 1981.

131. Awschalom M., Sanna R.S. Application of Bonner Sphere Detector in Field Dosimetry. Radiat. Prot. Dosim., v. 10, No 1-4, 1985, p. 89;

132. Aroua A., Grecescu M., Lanfranchi M., Lerch P., Pretre S., Valley J.F. Evaluation and Test of the Response Matrix of a Multisphere Neutron Spectrometer in a Wide Energy Range. Part II. Simulation, Nucl. Instrum. & Meth. A321, 1992, p. 305.

133. Hansen G.E., Sandmeir H.A. Nucl. Sci. Engin., v. 22, 1965, p. 315.

134. Hankins D.E. New Methods of Neutron-Dose-Rate Evaluation. Neutron Dosimetry, v. 2, IAEA, Vienna, 1963, p. 123.

135. Basic Aspects of High Energy Particle Interaction and Radiation Dosimetry. ICRU Report 28, Appendix A, Washington DC, 1978.

136. Hertel H.E., Davidson T.W. The Response of Bonner Spheres to Neutrons from Thermal Energy to 17.3 MeV. Nucl. Instrum. &Meth., A238, 1985, p. 509.

137. Thomas D.J. Use of the Program ANISN to Calculate Response Functions for a Bonner Sphere Set with 3He Detector. NPL Report RSA(EXT) 31, Teddington, 1992.

138. Weigel В., Alevra A.V., Siebert B.R.I. Calculations of the Response Functions of Bonner Spheres with a Spherical 3He Proportional Counter Using a Realistic Detector Model. Report PTB-N-21, Braunschweig, 1994.

139. Mares V., Schraube G., Schraube H. Calculated Neutron Response of a Bonner Sphere Spectrometer with 3He Counter, Nucl. Instrum. & Meth., A307, 1991, p. 398.

140. Mares V., Schraube H. Evaluation of the Response Matrix of a Bonner Sphere Spectrometer with Lil Detector from Thermal Energy to 100 MeV. Nucl. Instrum. & Meth., A337, 1994, p. 461.

141. Alevra A.V., Cosack M., Hunt J.B., Thomas D.J., Schraube H. Experimental Determination of the Response of Four Bonner Sphere Sets to Monoenergetic Neutrons. Radiat Prot. Dosim., v. 40, 1992, p. 91.

142. Aroua A., Grecescu M., Lerch P., Valley J.-F., Vylet V. Evaluation and Test of the Response Matrix of a Multisphere Neutron Spectrometer in a Wide Energy Range. Part 1. Calibration. Nucl. Instnim. & Meth., A321, 1992, p. 298.

143. Thomas D.J., Alevra A.V., Hunt J.B., Schraube H. Experimental Determination of the Response of Four Bonner Sphere Sets to Thermal Neutrons. Radiat. Prot. Dosim., v. 54, 1994, p. 25.

144. Aroua A., Grecescu M., Pretre S, Valley J.-F. Improved Neutron Spectrometer Based on Bonner Spheres. Radiat. Prot. Dosim., v. 70, No 1-4, 1997, p. 285.

145. Kralik M., Aroua A., Grecescu M., Mares V., Novotny Т., Schraube H, Wiegel B. Specification of Bonner Sphere System for Neutron Spectrometry. Radiat. Prot.

146. Dosim., v. 70, No 1-4, 1997, p. 279.

147. Alevra A.V. et al., Proceedings of the Seventh ASTM-EURATOM Symposium, Strasbourg, France, 27-31 August 1990, EUR-Report 14356 EN, 1992, p. 215.

148. Крючков В.П., Семенова Г.И. Функции чувствительности многошарового спектрометра нейтронов. Препринт ИФВЭ 87-191, Серпухов, 1987.

149. Bahr С., Bottger R., Klein Н., von Neuman-Cosel P., Richter A., Schmidt D., Schweda K., Strauch S. Calculation of Neutron Response Functions in Complex Geometries with the MCNP Code. Nucl. Instrum. & Meth. A, v. 411, 1998, p. 430.

150. Mares V., Schraube H. High-Energy Neutron Spectrometry with Bonner Spheres. In Proc. of the IRPA Regional Symposium "Radiation Protection in Neighbouring Countries of Central Europe", Prague, 8-12 September, 1997, p. 543.

151. Schuttler R. J. Efficiency of Organic Scintillators for Fast Neutrons, ORNL-3888 , 1966.

152. Thornton S.T. and Smith J. R. Nucl Instrum. & Meth., v. 96, 1971, p. 551.

153. Stanton N.R. A Monte Carlo Program for Calculating Neutron Detection Efficiencies in Plastic Scintillator, Ohio State University Report No. COO-1545-92, 1971.

154. Edelstein R. M., Russ J. S., Thatcher R. C., Elfield M., Miller E. L., Reay N. W., Stanton N. R, Abolins M. A., Lin M. Т., Edwards K. W. and Gill D. R Nucl Instrum. & Meth., v. 100, 1972, p. 355.

155. Fajer V. and Alvarez L. Organic Scintillator Efficiency Using a Monte Carlo Code. Hungarian Academy of Sciences, KFKI-1979-60, 1979.

156. Cecil R., Anderson B. D. and Madey R. Nucl. Instrum. & Meth., v. 161, 1979, p. 439.

157. Anghinolfi M., Ricco G., Corvisiero P. and Masulli F. Nucl. Instrum. & Meth., v. 165, 1979, p. 217.

158. Dietze G. and Klein H. NRESP4 and NEFF4 Monte Carlo Codes for the Calculation of Neutron Response Functions and Detection Efficiencies for NE 213 Scintillation Detectors, Physikalisch-Technische Bundesanstalt Report ND-22; ISSN 0572-7170, 1982.

159. DeKempeneer E., Liskien H., Mewissen L. and Poortmans F. Nucl lustrum. & Methods, A256, 1987, p. 489.

160. Uwamino Y., Shin K., Fujii M. and Nakamura T. Nucl. lustrum. & Methods, v. 204, 1982, p. 179.

161. Dickens J. K. SCINFUL: A Monte-Carlo-Based Computer Program to Determine a Scintillator Full Energy Response to Neutron Detection for En Between 0,1 and 80 MeV: User's Manual and FORTRAN Program Listing, ORNL-6462, 1988.

162. Meigo S. Measurements of the Response Function and the Detection Efficiency of an NE 213 Scintillator for Neutrons Between 20 and 65 MeV. Nucl. lustrum. & Meth., A401, 1997, p. 365-378.

163. Физика космических лучей (под ред. Дж. Вильсона), т. 3, М.: Изд-во иностр. литерат., 1958.

164. Дорчиоман Д., Константин М., Лазарович Д., Мунтяну И., Оганесян К.О., Пороховой С.Ю. Световыход кристалла CsI(TL) при облучении протонами с энергиями от 3 до 15 МэВ. ПТЭ № 4, 1977, с. 74.

165. Дорчиоман Д., Константин М., Лазарович Д., Мунтяну И., Оганесян К.О., Пороховой С.Ю. Световыход кристаллов CsI(TL) и CsI(Na) при облучении заряженными частицами. Сообщение ОИЯИ Р1-10910, Дубна, 1977.

166. Gooding T.J., Pugh H.G. The Response of Plastic Scintillators to High-Energy Particles. Nucl. Instrum. & Meth., v. 7, 1960, p. 189.

167. Del Guerra A. A Compilation of n-p and n-C Cross Sections and Their Use in a Monte Carlo Program to Calculate the Neutron Detection Efficiency in Plastic Scintillator in the Energy Range 1-300 MeV. Nucl. Instrum. & Meth., v. 135, 1976, p. 337.

168. Howe S.D., Lisowski P.W., Russell G.J., King N.S.P., Donnert H.J. Determination of the Absolute Efficiency of an Organic Scintillator for Neutrons with Energies Between 0.5 and 800 MeV. Nucl. Instrum. & Meth., v. 227, 1984, p. 565.

169. Hess W.N., Canfield E.H. and Lingenfelter R.E. Cosmic-Ray Neutron Demography. J. Geophys. Res., v. 6, No 3, 1961, p. 665.

170. Крючков В.П., Расцветалов Я.Н. Спектрометрия нейтронов высоких энергий по звездообразованию в ядерной эмульсии. Сообщение ИФВЭ 76-62, Серпухов, 1976.

171. Nakamura Т., Y. Uwamino, Т. Ohkubo. Altitude Variation of Cosmic-Ray Neutrons. Health Phys., v. 53, No 5, 1987, p. 509.

172. Hewitt J.E. et al. Ames Collaborative Study of Cosmic Ray Neutrons. Report NASA TM X-3329, Washington, 1976.

173. Schraube H., Jakes J., Sannikov A., Weitzenegger E., Roesler S and Heinrich W. The Cosmic Ray Induced Neutron Spectrum at the Summit of the Zugspitze (2963 m). Radiat. Prot. Dosim., v. 70, No 1-4, 1997, p. 405.

174. Иванова 3.M., Крамер-Агеев E.A., Трошин B.C. Сцинтилляционный счетчик (дозиметр) быстрых нейтронов. В сб. статей МИФИ: Вопросы дозиметрии и защиты от излучений, вып. 6, М.: Атомиздат, 1967, с. 189.

175. Nikolaev Yu.M., Polushin V.B., Serezhnikov S.V. Measurement of the Integral Characteristics of Radiation Fields of Medium-Energy Nucleons by Plastic Scintillation Detectors. Nucl. Instrum. & Meth., A306, 1991, p. 343.

176. Gibson W.A., Burrus W.R., Wachter J.W., Johnson C.F. Proton Recoil Spectrometer for Neutron Spectra Between 50 and 450 MeV. Nucl. Instrum. & Meth., v. 46, 1967, p. 29.

177. Wachter J.W., Burrus W.R., Gibson W.A. Neutron and Proton Spectra from Targets Bombarded by 160-MeV Protons. Phys. Rev., v. 161, No 4, 1967, p. 971.

178. Wachter J.W., Gibson W.A., Burrus W.R. Neutron and Proton Spectra from Targets Bombarded by 450-MeV Protons. Phys. Rev. C, v. 6, No 5, 1972, p. 1496.

179. Будяшов Ю.Г., Зинов В.Г., Конин А.Д., Мухин А.И., Чатрчян А.М. Измерение световыхода кристалла CsJ(Tl) при облучении его протонами, дейтронами и тритонами в области энергий 15-100 МэВ. Сообщение ОИЯИ Р1-5682, Дубна, 1971.

180. Дорчиоман Д., Константин М., Лазарович Д., Мунтяну И., Оганесян К.О., Пороховой С.Ю. Сообщение ОИЯИ Р1-10910, Дубна, 1967.

181. Акимов Ю.К. и др. Сообщение ОИЯИ 13-126-36, Дубна,1979.

182. Головин Б.М., Кулюкина Л.А., Медведь С.В., Павлович П., Шулек П. Флуктуации ионизационных потерь. Сообщение ОИЯИ Р1-3190, Дубна, 1967.

183. Матвеев В.В., Хазанов Е.И. Приборы для измерения ионизирующих излучений. М.: Атомиздат, 1972.

184. Киселев B.C. и др. ЖЭТФ, т. 35, 1958, с. 812.

185. Гребенюк В.М., Зинов В.Г. Сообщение ОИЯИ 13-8828, Дубна, 1975.

186. Cecil R.A. et al. Phys. Rev. С, v. 21, No 6, 1980, p. 2471.

187. Dropesky B.J., Butler G.W., Orth C.J., Williams R.A., Yates-Williams M.A. Absolute Cross Section for the C12(7t,7rN)uC Reactions Between 40 and 600 MeV. Phys. Rev. C, v. 20, No 5, 1979, p. 1844.

188. Зинов В.Г., Краснобородов Б.С. Преобразователь ток-частота для работы с ионизационной камерой. ПТЭ, № 1, 1974, с. 89.

189. Boag J.W. Brit. J. Rad., v. 23, 1952, p. 649; Boag J.W., Wilson T. Brit. J. Appl. Phys., v. 3, 1952, p. 222.

190. Lanter R.J., BannermanD.E. Silver Counter for Bursts of Neutrons. LASL Report LA-3498-MS, 1966.

191. Васильев P.Д., Дорофеев Г.А., Петров В.П., Пименов М.И. Измерение выхода нейтронов из импульсных нейтронных трубок. ПТЭ, № 6, 1964, с. 32.

192. Бритвич Г.И. Экспериментальное исследование развития нуклон-мезонного каскада в защите серпуховского протонного синхротрона на энергию 70 ГэВ. Диссертация на соискание уч. степени к. физ.-мат. наук, ИФВЭ, Серпухов, 1981.

193. Шишмолин А.Н., Колесов Б.М., Ганичев Г.И., Крекнин Ю.С., Овчинников А.К., Бобровскийц В.П., Подпояскин В.А. Повышение быстродействия счетного канала с галогенными счетчиками гамма-квантов и бета-частиц. ПТЭ, № 1, 1973, с. 65.

194. Алексанкин В.Г. и др. Бета и антинейтринное излучение радиоактивных ядер. Справочник под ред. Рубцова П.М. М.: Энергоатомиздат, 1989.

195. Engineering Data Sheet. Reuter-Stokes RS-P4-0810 Helium-3 Filled Proportional Counter. USA, 4M-9/678.

196. Толченов Ю.М., Чайковский В.Г. ПТЭ, № 6, 1963, с. 5.

197. Толченов Ю.М. ПТЭ, № 3, 1967, с. 52.

198. Малышев Е.К. и др. Газоразрядные детекторы для контроля ядерных реакторов. М.: Энергоатомиздат, 1991, с. 75.

199. Shielding Strategies for Human Space Exploration. NASA Conference Publication 3360, NASA, Langley Research Center, Hampton, Virginia, USA, 1997, p. 37.

200. Заменители тканей в радиационной дозиметрии и измерение. Доклад 44 МКРЕ, М.: Энергоатомиздат, 1995.

201. Kellerer А.М., Hahn К., Rossi Н.Н. Intermediate Dosimetric Quantities. Radiat. Res., v. 130, 1992, p. 15.

202. Clinical Proton Dosimetry. Part 1: Beam Production, Beam Delivery and Measurement of Absorbed Dose. ICRU Report 59, Bethesda, Maryland, USA, 1998.

203. Fundamental Quantities and Units for Ionizing Radiation, ICRU Report 60, Bethesda, Maryland, USA, 1998.

204. Крылов А.Р., Хеннигер Ю. Описание программы STOPOW. Сообщение ОИЯИБ1-11-86-386, Дубна, 1986.

205. Biersack J.P., Haggmark L. Nucl. Instr. and Meth., v. 174, 1980, p. 257; Ziegler J.F., Biersack J.P., Littmark U. The stopping and range of ions on solids. Pregamon Press, New York, 1996.

206. Sihver L., Tsao С. H., Silberberg R., Kanai Т., Barghouty A. F. Total reaction and Partial Cross Section Calculations in Proton-Nucleus (Zt < 26) and Nucleus-Nucleus Reactions (Zp and Zt <26), Phys. Rev. C, 47, 1993, p. 1225.

207. Spurny F., Bamblevski V.P. Detection, Dosimetry and Microdosimetry Using High Energy 12C Beams. Radiation Measurement, v. 31, 1999, p. 413.

208. Kanai Т., KohnjT., Minohara S., Sudou M., Takada E., Soga F., Kawachi K., Fukumura A. Dosimetry and Measured Differential W Values of Air for Heavy Ions. Rdiation Research, v. 135, 1993, p. 293.

209. Автор благодарит всех сотрудников Отдела радиационной безопасности ОРРИ ОИЯИ за постоянную помощь и поддержку на протяжении долгих лет совместной работы и, в первую очередь, Куликова В. А., Резуника А.Н., Лосеву Л. А., Жбанкова В.Г. и Никитина А.Д.

210. Автор благодарен Комочкову М.М. за хорошую школу научной работы, Алейникову В.Е. за проявленное внимание и ценные замечания, а также проф. Красавину Е.А. за постоянную поддержку и создание творческой атмосферы.