Запасание энергии ионизирующего излучения в кристаллах фтористого лития, активированных магнием тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.05 ВАК РФ

СИБИРСКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ РОССИЙСКОЙ АКАДЕМИИ НАУК ИНСТИТУТ ГЕОХИМИИ ИМЕНИ А.П.ВИНОГРАДОВА

На правах рукописи УДК 535.34:821.386.82:535.377

РОГАЛЕВ Борис Иннокентьевич

ЗАПАСАНИЕ ЭНЕРГИИ ИОНИЗИРУЮЩЕГО ИЗЛУЧЕНИЯ В КРИСТАЛЛАХ ФТОРИСТОГО ЛИТИЯ, АКТИВИРОВАННЫХ МАГНИЕМ 01.04.05 - Оптика

Научныа доклад на соискание ученоа степени кандидата физико-математических наук

Иркутск - 1992

/

Диссертационная работа выполнена в Института геохимии имени А.П.Виноградова СО Российское АН.

Научный руководитель : доктор физико - математических наук, профессор А. И. Непомнящих

Официальные оппоненты .• доктор физико - математических наук

Б.Д.Лобанов

кандидат физико - математических наук, доцент П.Н.Яровоа •

Ведущая организация : Томский политехнический университет

Защита состоится "24" декабря 1892 г. в ю часов на заседании специализированного Совета К 002.91.01 по присуждении учэноя степени кандидата физико-математических наук при Институте геохимии СО РАН по адресу : 664033, Иркутск, ул.Фаворского, 1а,

С докладом можно ознакомиться в / научной библиотеке Института геохимии СО РАН. /

Автореферат разослан ноября 1982 г.

Учэныа секретарь специализированного Совета К.ф.-М.Н. ^ЦбХ. Мысовскиа С.н.

введение

Кристаллические детекторы на основе ии:ня,т1 являются в настоящее время наиболее распространенными в области индивидуальной термолюминосцентной дозиметрии фотонного ионизирующего излучения [1). Есть сведения о применении этих систем в качесве радиофотолюминесцэнтшх дозиметров (см. например [2]). Детекторы на основа цр-.нв.Си обещают полностью рошггь проблему индивидуального дозиметрического контроля фотонного излучения во всем диапазоне используомых доз [3]. Кроме того намечаются перспективы по применению кристаллов иг :Нг для создания лазерных сред и пассивных модуляторов добротности Р~ центрах [4].

Но наиболее интересным, на наш взгляд, практическим применением системы 1ЛР:Мй,Т1 может бить ее использование для раздельного измерения доз гамма излучения и нейтронов при индивидуальной дозиметрии в смешанных гамма-нейтронных полях. Эта возможность основана на существовании на кривоа термостимулированноа люминесценции (ТСЛ) двух пиков с существенно различной зависимостью чувствительности от ЛПЭ ■ ионизирующего излучения <см. рис.1.), при этой более низкотемпературный пик с температурой максимума гоо°С используется для дозиметрии фотонного излучения, а более вь/сокотомдарзтурныа галс с температурой максимума 260°С, который обладает более высоким значением нейтрон-гамма отношения, является основным при 'измерениях нейтронной дозы [5]. Повышение эффективности гамма-нейтронных дозиметров на основе 1ЛР:нг,Т1 требует увеличения чувствительности пика гоо°с к гамма излучению и повышениия нейтрон-гамма отношения в пике 2бп°с. И то и другое невозможно без детального знания процессов, происходящих в тормолюмисофоре.

ТСЛ является сложным процессом преобразования энергии ионизирующего излучения г ИИ) в световую, который можно разделить на три этапа:

1. Взаимодействие ИИ с матрицей термолюминофора, завершающееся образованном тереализованного трека с некоторым распределением начальной плотности элементарных возбуждений.

2. Релаксация возбуждения в треке и создание метастабильных центров окраски.

3. Разрушение центров окраски при нагревании термолшинофора и реализация запасенной энергии в виде ТСЛ.

- г -

Каждая последующи этап сложнее предыдущего: первый определяется составом матрицу и видом излучения, на втором в игру вюючакггся собственные и примесные дефекты решетки, на третьем взаимодействуют радиационные дефекты в нестационарных условиях.

Нами был выбран дяя исследования второй этап этого процесса, так как, по нашему мнению, именно на этом этапе закладываются основы тех процессов, которые в ТСЛ проявляется в виде различного отлика пиков на вид и дозу облучения. Этап высвечивания запасенной свотосуммы требует по-видимому дополнительного изучения ноизотермических механизмов преобразования радиационно наведенных центров, с учетом происходящих при этом ионных процессов (см. например [6]).

Научная новизна.

Предложена модель процосса преобразования энергии Ш в кристаллах 1лр:нв,п в запасенную свэтосумму. На базе этой модели рассчитаны плотноеггныо и дозовыо зависимости запасания радиационно иаведэняых центров при облучении гамма квантами и тепловыми нейтронами. Показано, что повышенный отклик пика 2бо°С в ТСЛ 1лР:Нг,п к излучении с .большей ЛПЭ определяется стадией запасания энергии ИИ.

Практическая значимость.

Результаты, полученные в работо позволяют теоретически обосновать даухпиковыя метод селективного измерения излучения с различной ЛПЭ. Сравпонис плотностных зависимостей запасания магниевых радиационно наведенных центров показало, что варьирование концентрации магния в детекторах изменяет нейтрон-гамма отношения в запасании восстановленных капглошх центров и, следовательно, в соответствующих им пиках ТСЛ, что дает возможность направленно варьировать свойства гамма-цоатронных детекторов. Применонио метода двойного линейного нагрева для физического разделения дозиметрических пиков позволило достичь результатов, обеспечивающих возможность применения катода в дозиметрической практике.

Публикации и вклад автора.

Основные результаты исследований опубликованы в 23 печатных

работах. Они получены автором самостоятельно и в соавторстве с сотрудниками отдала физики монокристаллов Института геохимии им. А.П.Виноградова СО РАН. Автором поставлены задачи исследования, проведены измерения и расчеты, сформулированы выводы.

Защищаемые положения.

1. Модель запасания энергии ионизирующего излучения в кристаллах 1лр:Нй,т» и полученные на ео осново плотностныв и дозовые зависимости запасания радаационно навЬдонных центров окраски.

3. Определяющая роль стадии запасания в зависимостях вшода ТСЛ от плотности возбуждения.

4. Методика избирательной термолшинесцентноа дозиметрии гаммэ-неатронного излучения.

выбор моделей магниевых центров окраски

В оптическом поглощении облученных ионизирующим излучением кристаллов 1ЛК:Мг,Т1 наряду с р-полосоа и дырочными полосами в области края фундаментального поглощения появляется также несколько полос, непосредственно связанных с присутствием в кристалла примеси магния - это полосы с максимумами при 5.5, 4.0 и 3.24 зВ; кроме них в интересующей нас области ближнего ультрафиолета присутствует еще полоса с максимумом при е.2 эВ, связанная с наличием в кристалле титан-кислородных центров сем. рис.г.). При нагревании облученных кристаллов ЫР:Нг,Т1 ториообесцвочиванию полосы 4.0 эВ соответствует появление на кривой ГСЛ пика 200°С, а при высвечивании пика 260°С происходит частичное термообесцве-чиванио полосы 5.5 эВ; термообесцвочивание полосы 3.24 эВ происходит в два этапа, которым соответствует появление на кривой ТСЛ пиков с температурами максимумов но и 140°С [7].

Все исследователи сходятся на том, что примесь магния; с наличием которой связаны все вышоописанныо эффекты, встраивается в решотку ыи в виде примосно- вакансионных диполей но

относительно его дальнейшей судьбы при взаимодействии фосфора с ИИ мнения расходятся.

В настояшро время судестуктг несколько моделей, объясняющих образование магниевых центров окраски. Следует отметить, что ни один из центров но детектируется при помощи эпр, поэтому для подтворздения их структуры используются различные гсосвонные и.

Рис.1. Кркаие ТСЛ детектора LiF-.Mg.Tt. облученного

ивлой дозой гаыиа (о) и а;ифа (Ь) мэлучеки».

Эиерги!, эВ

Рис.2. Снек.-р поглощения образца УГ:Мд (О.ОГч^), -облученного дозой гикиа иилучениа 3.10 Гр.

- s -

следовательно, мэнео информативные методы.

1. Кластэрнш модели.

Модели базируются на предположении о том, что всо магниевые центры окраски в кристаллах i. iF : ма суть агрогаш исходных магниевых дгагалоа [8]. Основанном этой модоли служат тот Факт, что при отнмго кристаллоз LiF:Ms при температурах быио комнатной происходит уменьшения концентрации свободных магниевых дишлои, регистрируемых по дебаевскому пику дизликтричоских потерь. Ккнотика, по которой происходит уменьшение, соответствует процоссу третьего порядка, поэтому считается, что диполи кластеризуются а трикеры, минуя стадию диморизацки. Тооротичоски этот феномен обосновывается следующим образом [0]: при сближении двух противоположно направленных диполей просходит понижение энергии систош, обусловленное кулоновским взаимодействием. Если к зтоа систоко добавить третий диполь, то выигрыш в знорши станот ото больно. Нэ этом основании долаотся вывод о прегелущэствешюм образовании тримороа по сравнению с дилерами. Авторы но продолжают этот процесс дальшо, ютя добавление следующего диполя так кэ понизит зноргко системы и этот проносе можно продолжать сколь угодно долго.

2. Модоли зарядового преобразования нагиовых диполей. Болзо обоснованы зкевзржэнтально и тооротичоски модоли радиационного преобразования магниевых центров, в основа которых лежит не взаимодействие-кзвду диполями, а взаимодействие диполей со свободными носителями заряда. В литоратуро обсуждаются два основных класса таких моделой: модоли, основанныо на использовании концепции г -центров, и модоли, базирующиеся на зарядовом преобразовании иона Ms. Существует ряд обзоров, подробно описывающих всо довода обоих сторон [Ю,и]. Исчерпывающий анализ этих данных, который привел авторов к выводу о последовательном восстановлении иона магния в кристалле LiF:на из двухвалентной формы до атомарной под допствиом ионизируемого излучения, был сделан в монографии Непомнящих и др. [12]. Согласно их модоли

ИСХОДНЫЙ ИЬ'2*-Ус" ДИПОЛЬ <Мяг*-Ц01Пр) При ОблуЧОНИИ ИОНИЗИрУВДОЙ

радиацией прообразуется сначала в ня'-цонтр, имеющий струюуру HU-VX. а затем в нз°-вднтр, продстзвлшцм собоп атом магния в катионном узло, компенсированный анионной вакансией <mc°v*).

Легко видать, что модель Мй*-центра отличается от модели г - центра только той, что в первом случае добавочный электрон локализуется на магнии, а во втором - на анионннй вакансии. Квантовс-химическое моделирование центра убедительно показало, что минимум энергии соответствует локализации электрона именно на магнии пз], что решило проблему выбора в пользу модели восстановленного магниевого дантрз.

Наличие достоверных моделей цонтров дает возможность построить адекватную модель процесса запасания светосуммы в этом фосфоре. В литературе имеется большое количество работ, в которых предложены различные механизмы как запасания энергии ионизирующего излучения, так и термовысвечивания в системе ЫР:Мг,Т1 (см., например, [14-17]). Однако, часть этих работ имеет полуфеноменологическиа характер и не дзет представления о происходящих в фосфоре процессах [14,15]. В тех та работах, где авторы используют для описания процессов микроскопическую теорию, нэ учитывается факт локальности взаимодействия ионизирующего излучения с вешеством и, вследствие этого, отоздэствляктгся временные характеристики микроскопического процесса (релаксация возбуждения в треке) с дозовыми зависимостями запасания свето-суммы в фосфоре [16-17].

Нашей задачей являлось построение теоретической модели накопления радиационно индуцированных центров окраски в кристаллах' ыи :Мг,т1 с учетом локальности взаимодействия излучения с веществом, расчет дозовых зависимостей накопления макроскопически измеримых величин дая излучений с различной плотностью возбуждения и сравнение полученных результатов с соответствующим экспериментом.

методика эксперимента Образцы и аппаратура..

Для экспериментов по измерению дозовых зависимостей запасания радиационно наведенных центров использовались' монокристалль ие:Нё (с.01, о.оз и о.05 вес.х) выращенные по методу Стокбарге-ра и закаленные при 400°с в течение 1 часа. Образцу облучали пр& комнатной температуре гамма квантами от изотопного источника ""Со в диапазоне доз 102-ю" Гр. Облучение тепловыми нейтронами

производилось па тепловой колоша рзактора с флюзпсаии в даапа-сонэ 1а"-ю14 сгГ*. Сопутствующее ■ га:,аз излученкз составляло около з•ю"'г Гр на единицу флюэнса. Определение изотопного состава липэт в использованных образцам необходимое для опредэле-гпш дозы, создавязкоа в образца данный флкюнсои тепловых неятро-поп, прэпаподдаось па касс-сгслстроеттрэ 1И-1320 с приставкой ПК.1-2 г.:зтодо:.? тсрног.ошюз эмиссии с змиттером состава 310,-Л1205(2:1).

ОЯлутоншо образцы били расколоти па пластинки толщиной 0.2-2 •::!, коториэ 6u.it использованы дчл изнерепия поглощения раккццодпо павэдзшас: центров и определения их концентрата. Спектру опплзского поглощения измеряли на сгоктрофотокотрз "Спэкорд \3V-Vis" в области энергия 1.0-6.2 зВ. Для" расширения-диапазона из.гаряешх оптических плотностей, который для этого прибора составллзг 0-1.5, были изготовлены нейтральные светофильтры,. при установи которых в канал сравнения прибора удалось кзг.хзрять оптсгсзскпэ плотно ста до г. 5.

йзшршзэ фотолшнпзсцэнции И20-цэптров производили на устаповко, созданной: в отдэлэ физики монокристаллов Института гоохккии пз базе ионохроглатора Е1Р-2 при возбуждении в области 5.5 зВ от лгглпы ЛДД-400 и регистрации люминесценции относительно образца сравнения при помощи ФЭУ-юз в реши,в счета фотонов. Еозбуждэкда с вот и свечение кислородсодержащих примесеа в области з эВ отсекали красным светофильтре;.! КС-и, пропускающим кзлучешэ с энергией• меньше 2.2 зВ.

Изиерэнныэ спектры оптического поглощения обрабатывались первоначально с использованием программы ореак (Дубненская прог-рс:.мз для анализа спектров. Позволяет варьировать все параметры оптических полос и задавать веса. Автор Злоказов). В последствии, когда параметры полос были надежно определены, использовалась собственная программа разложения спектра на гауссианы по штоду пагкэпьших ¡евздрзтов. Параметры элементарных полос, использованные в разлехгэнии приведены в таблица 1.

Методика изкэрениз.

Как видно из Рис.2, измерений полос 5.0 и 4.0 зВ не вызыза-ет затру.цпзнтс, так как они хорошо разрешаются. Что ми касается

Таблица 1.

Обозначение полосы 3 .24 3В М2* Г Нв° 6.2 ЭВ

Е , эВ тах 3. .24 4.0 4.96 5.5 6.2

<5 , эВ 1/2 ' 0. 74 0.8 °-"<*<Етах) ьо 1.0 0.93(Е>Е ) % тах'

полосы 5.5 эВ, то она весьма слаба и сильно перекрыта г-полосоя и полосой 8.2 эВ. В отношении выделения этоа полосы имелся печальный опыт японских исследователей, которые проводили подобные измерения до нас [15]. Проведя качественные измерения спектров поглощения и проанализировав их с помощью хорошей программы разложения, они споткнулись на том, что в качестве профиля г-полосы, использованного при анализе спектров применили симметричную полосу, тогда, как известно из литературы (см. например [18]) и наш непосредственно проверено, что к-полоса в кристаллах ы? существенно асимметрична (уширена с высокоэнергетическоа стороны на 20 процентов по сравнению с низкоэнергетической). Посмотрим, к чему приведет замена реальной полосы симметричным профилем. На рис.з. показаны обе полосы с параметрами заимствованными из»литературы ([18] и [15]) и иг разность. Видно, что зта разность имеет форму полосы с максимумом при 5.5 эВ, причем 'зта "фантомная" полоса должна расти линейно с увеличением р-полосы.

Учитывая тот факт, что при малых дозах погрешность определения поглощения в полосе 5.5 зВ становилась неприемлемой, мы изменили методику ее измерения воспользовавмсь тем обстоятельством, что возбуждение в этой полосе приводит к появлению люминесценции ма°-центров с максимумом в оДласти 2 эВ [19]. Действительно, интенсивность фотолюминесценции а > ма°-цэнтров при монознергетическом возбуждении в максимуме полосы 5.5 зВ кояно лродставигь в вид0:

1Д=А •■1в-»-(КЫа/К)-(1-ехр(-К<1), (1)

где 1в- интенсивность возбушдающого света, ч -квантовый выход люминесценции, кик -коэффициент поглощения Мй°-цэнтров и

полный коэффициент поглощения на длине волны возбуждающего света, <1 -толщина кристалла, А - постоянная, зависящая от параметров экспериментальной установки. Выражение (1) можно записать в виде:

КМд=С-1л -К/<1-езф(-Кс1)). (2)

Здесь новая постоянная с включает в себя все неизвестные параметры эксперимента. Определяли ее измерив интенсивность фотолюминесценции кристалла, у которого в спектре поглощения после соответствующей обработки осталась только полоса.5.5 эВ.

При дозах больше ю* Гр на фотолюминесценцию магниевых центров начинает накладываться свечение М-цеитров, максимум которого находится при 1.ев эВ [2а]. Для учета вклада этого свечения были измерены спектры возбуждения фотолюминесценции в диапазоне 4.0-6.2 эВ. Типичный спектр возбуждения, корректированный на распределение энергии источника возбуждения и поглощение образца показан на Рис.4. Разложение спектров осуществляли вычитанием экспериментально полученной полосы возбуждения Ий°-центров <гауссиан с энергией максимума 5.56 зВ и полушириной 0.84 эв). Определенная таким обрззом высокознергетическая полоса возбуждения М-цонтров представляет собой асимметричный гауссиан

С энергией максимума'4. 95 ЗВ И полушириной О. 56 (0.32 + 0. 24)

эВ. Вклад М-полосы изменялся в зависимости от дозы облучения и содержания магния в образцах и в наших экспериментах не превышал зо%. В области доз облучения, где можно было измерить поглощение магниевых центров обоими использованными методами, они показали хорошее совпадение результатов.

Пересчет коэффициентов поглощения в концентрации (Н) соответствующих центров производили по формуле Смакулы [21]:

Н(.СМ~3)=0.87- 10*7-П/(П*+2)2" 1/С1г К(СМ"*) "Н1^г(ЗВ) , (3)

где п - показатель преломления (для 1ЛК п=1.4), г1г-сила осциллятора соответствующего перехода принята равной 0.8 (для и на'-центров на основании [11], для На0-центров на основании [14)), Н1хг -полуширины соответствующих полос (приведены в таблице 1).

Энергия, эВ

Рис.3. Высохоэисрготаческая часть Г—полосы и гомиа обпучспиои иг с учетом {I) и без учета (2) ссиаистрчи, (3)— раапостз. (1) и (2).

Рис.4. Спектр воэбуледеши красной (Е < 2.2 эВ) лзомннееценчии о Мд (0. 01я) . 5 облу-

ченном дозой гоьша излучения 3.10 Гр.

Определенна дозы нейтронного облучения.

Во всех пластинках, выколотых из одного образца, концентрации исследуемых центров оказались одинаковыми, что указывает на пренебрежимо малую величину самопоглопуэштя. Поэтому доза <о> соответствующая данному флххшсу (?) рэссчтывалась в соответствие с работой Горовица и др. [22] по формуле:

О (Гр> = 4.63"10,7С5"Р/А (СМ-1), (4)

где з - сечение реакции 6Ы(п,4Не)Н3 (для тепловых нейтронов с темрературой 20°с з = Ю64 баря), А - молекулярный вес (принято значение 25.9), и - относительное содержание изотопа 6ы (обычно принимается равным 0.075, но в нашем случае, по данным масс-спектрометрического определения, оно составляет 0.055. Отличие определенного содержания от естественного связано с том, что сырье ВО "Изотоп", использованное для выращивания кристаллов, было, по-видимому, предварительно испол!. оваю атомной промышленностью , как источник изотопа вы ), о -коэффициент, связанный с изотропностью нейтронного флюенса, принят равным 4 (полностью изотропный флюенс).

модель запасании и система кинетических уравнения

В настоящее время общепризнанным является зкситонный механизм образования р-центров в вдлочногалоидных кристаллах [23]. Аналогичный механизм наиболее вероятен и для процесса радиационного преобразования мг2*-цэнтров в ме*-иентры, так как образование этих центров путем захвата электрона Ка2>-цэнтром и последующего подхода к нему анионной вакансии маловероятно при низких температурах, когда движениэ анионных вакансий заморожено. В то гке время известно, что эффективность образования мг*-цешров на уменьшается с понижением температуры вплоть до 77 К [12].

Механизм радиационного образования не*-цэнтров можно представить следующим образом. Распад зксигона рядом с Иа^-дополш приводит к образованию г-н пары в высоком колебательном состоянии. На стадии релаксации этого центра электрон переходит с анионной вакансии на ион на2* в энергетически более выгодное состояние, обратная рекомбинация Р-н пары становится невозможной и н-центр отходит, преобразуясь в дальнейшем в х^ценТр. Для

г ^центра подобшй механизм бил бы но эффективен, так как для него при понижении температуры, и, следовательно, подвижности н-центров вероятность обратной рекомбинации должна увеличиваться. как и для Р-центров, эффективность образования которых с понижением температуры существенно понижается. При комнатной температуре электронный механизм образования не*-центров стано-витсп принципиально возможным, но остается значительно менее эффективным, чем экситонный механизм. •

Дэльноякое преобразование Нь-*-центра при комнатной температуре идет путем захвата свободного электрона и образования Мг°-цантра. Электронный механизм этого преобразования подгверж-даотся опытами по фотообоецшчивашш Мг*-цонтроа {12]. Возможен такяо обратный процесс - захват дырки не°-цзптрон с образованием нг'-гантрз [24]. Рекомбинация свободных электронов и дырок происходит на титановокислородаых центрах, приводя к появлению зкти-ваторной лвмилесданции.

На основании вышеизлошвшого в основу модели запасания при гамма облучении положены следующие предположения:

гамма кванта создают в кристалла троки с нокоторьм аффективным объемом У1, равномерно заполненные термализованными электронами и дырками с начальной конца нтрацнеа но;

рекомбинация генетически связанных злоктронно-дарочшх пар приводит к образованию эксетонов, начальная концентрация которых Ео пропорциональна плотности возбуждения, т.е. ео=аово;

остальные электроны и дарки образуют начальную плотность свободных зонных носителей с концэнтрацша я^ав =<

в продассо релаксации трека происходит , распад эксетонов с образованном р- н Ме'-цзнтроЕ, захват элшегронов электронными, а дарон дьфочнши ловуиками и рэкоггбкнэцшз айзктронов и дырок на титановых цэнтрах реиожбинадаи; в свою очэредь г-центры могут преобразовываться в и другие агрегатлыз даптры;

Образующиеся при распада экситонов н-цэнтры совместно с даркзта полностью преобразуется в х^- и другкэ дырэчныо цэктры, стабшшнш при шдоггаоа температуре, и не влшшт на кинетику накопления электронных центров.

Схема процессов, происходящих при запасании опергии ионЕзаруказго излучения в треке гагсаа кванта, в кристалле

Рис.Э. Схема процессов в треке гамма кванта.

1ЛР:М0,Т1 приведена на рис.5. Математическая модель процесса накопления центров окраски представляет собой систему дифференциальных уравнений:

е = -<дг + А„Г + АигНг + АК)Е <5)

Р = (Аг - А„Р>Е <6)

\*н»в (7)

" А„ М.Н + АНН Ы2 2 М1 1 О МО О р (8)

■V АМН- АНИ 1 • МО О р (8)

т = А. (Т - Т)И - А, ТЫ Тр О р т* • (10)

р = \<?о - Р>«р (11)

н = • "'»»А + Ат.Т>«. (12)

V -САр(Р0 - Р) ♦ Атр<Тй - т> + АмоМ0)Нр <13)

где е, нр, г, иг. и1> и0, т, тс, р, ро - коншнтрации в треке экситонов, свободных электронов и дорок, не**-, не"-, центров, титановых центров рекомбинации и свечения, захваченных дырок и дарочньп ловушек, соответственно; V АГ2- аЫ2' аг'а*1' аыо' Атр' Ат-- Ар -вероятности образования Р-, Мй'-ирнтров, непродуктивного распада экситона, образования и разрушения Нг°-цонтров, образования титанового центра рекомбинации, рекомбинации на нем свободного электрона, и захвата дарки дырочной ловушкой.

Систему уравнений (5- - 13) решали численно с использованием метода Рунге-Кутты-ФельдЗорга 4-5 порядка [25]. Результаты решения - кинетические зависимости накопления магниевых центров в треке ионизирующей частицы при плотности возбуждения ю'" и ю18 см"®, что соответствует треку гамма кванта и средней плотности в треке альфа частицы, показаны на рис.6. При малой плотности возбуждения концентрации центров монотонно возрастают, причем концентрация Мй*-центров все время превышает концентрацию «¿"-центров. При высокой плотности возбуждения кинетика запасания не"-центров описывается кривой с максимумом, появление которого обусловлено тем, что большая часть не*-цонтров, образовавшихся на начальной стадии переходят в мг°-центры. Прослешва*

кинетику до стадии, на которой концентрация свободных носителей становилась пренебрежимо малой по сравнении с начальной, получали концентрацию центров окраски в релэксировэяпом трога (в дзль-неящэм просто ••трек").

Зависимости концентраций г- и магниевых центров в троке от плотпости возбуждения показаны на Рис.7. При малых плотностях возбуждения, соответствующих треку гамма или рентгеновского кванта, т- и ме'-центры накапливаются по линейному закону, а ив°-иэнтры - по квадратичному. При большой плотности возбуждения (треки тяжелых заряженных частиц) концентрация нв*-црнтров уменьшается, а концентрация мв°-центров стремится к насыщению; закон накопления г-центров остается близким к линейному. Соотношение концентраций не*- и мг°-цэнтров при увеличении плотности возбуждения изменяется в пользу последних и уменьшение концентрации магния способствует усилению зтоа тенденции. Следует отметить, что свойства описываемой системы таковы, что результат решения не зависит от того, каким образом поступает в трек данная электронная плотность, вся одновременно или дробными порциями, т.е. плотностная зависимость эквивалентна дозовой зависимости в точке, или, другими словами, отсутствует эффект мощности дозы.

0.0

о 10 20 30 40 50 Врем», отн.ед.

0.2

0.4

0.8

0.6

1.0

Рве.в. Кинетические • вешискыости концентраций магниевых центров в гаима трехе при плотности возбуждения ! 10 (штриховые лмшт) и 3.10 (сплошные линия) си . Вое кривые нормированы по максимуму.

Рис.7. Зависимость концентраций Мд+(1,2) в Мд°(3,4) центров от плотности во.збужпегаи в,,гамиа тпеее дпг концентраций Мд 10 (1,3) и 2Л<Г(2,4) ом .

Доза,

Ряс.8. Дозовые зависимости заласакш центров окраски воя действием гонка излучения. Скмволы-окспернменталытое данные, а НИИ-расчет дп> концентрации Мд 2.10 см .

ДОЗОВАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ЗАПАСАНИЯ ПРИ ПРИ ГАММА ОБЛУЧЕККИ

Концентрация центров окраски в треке является микроскопической величиной и непосредственно в эксперименте не измеряется. Макроскопически измеряемой величиной является оптическая плотность, которая определяется концентрацией центров в кристахчо, т.е. средним значением случайной величины концентрации центров в точке кристалла, зависящей, как от типа ионизирующего излучения, так и от дозы.

Пусть, в кристалле объемом v под действием ионизирующего излучения создается трек объемом v4. Тогда вероятность того, что некоторая точка кристалла находится в объеме трека, равна p=v4/v. При равной вероятности попадания трека в любую точку кристалла попадание в кристалл п троков является схемой испытаний Бернулли и вероятность р* того, что некоторая т"чка кристалла попадет в область перекрытую к треками, подчиняется биномиальному распределению [26]. В нашем случае, когда объем трека очень мал, а число треков велико, биномиальное распределение переходит в распределение Пуассопа, параметром которого х является произведение объема трека на их количество, соответствующее данной дозе:

Р* =Pk=exP<-M V/k! • СИ)

Количество треков в объеме кристалла и эффективный объем трека связаны.со средней поглощенной дозой DCp и плотностью возбуждения следующими соотношениями:

n=DmVd/S, v = к/е n. . (15)

loo.

где d - плотность кристалла (для LiF d=2.6 Г/см3), Е - энергия ионизирующей частим (при облучении "°Со е=1.25 иэв>, ео- средняя энергия, необходимая для создания электронно-дырочной пары (при расчете использовано значение Ео=32эВ).

Для.расчета концентрации центров N<PCp> в кристалле, облученном определенной дозой, необходимо просуммировать концентрации по областям с различными степенями перекрытия:

(16)

где концентрация соответствующих центров в к-1фатно перекрытом треке. Результаты расчетов представлены на рисунке 8, на котором нанесены также концентрации соответствующих центров, полученные экспериментально.

Дозовые зависимости любых процессов, возбуждаемых ионизирующим излучением, 'линейны в области доз, при которых степень перекрытия треков мала. Вез сверхлинеаные эффекты, существующие в треке, проявляются в дозовых зависимостях только при больших дозах, когда значительная часть троков перекрывается. При очень высоких дозах, когда средняя степень перекрытия много больше единицы, цуассоцовское распределение переходит в гауссово с максимумом, соответствующим средней дозе в кристалле, и дозовая зависимость совпадает с плотностной (если, конечно, последняя аддитивна).

Модель пространственно однородно 'возбужденного трока, использованная в этой работе, позволила достичь хорошего согласия между расчетами и экспериментальными данными при фотонном облучении. Но попытка описать таким способом накопление центров под действием тепловых нейтронов окончилась неудачей вследствие неадекватности реальной структуры трека телового нейтрона и использованного приближения. Для решения этой проблемы использованный ранее подход, связывающий выход радиационно наведенных центов с распределением дозы в облученном кристалле, был распро-- странен на случай неоднородного распределения дозы в треке тяжелой заряженной частицы.

РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ДОЗЫ В ТРЕКЕ ТЯЖЕЛОЙ ЗАРЯЖЕННОЙ ЧАСТИНЫ

Лдя описания передачи энергии от ионизирующей частицы к облучаемому кристаллу требуется знать функцию распределения дозы в треко г,Б), представляющую собой вероятность получения точкой трека г дозы о. Интегрируя это распределение по объему трека, мы получим функцию, независимую от пространственного распределения, и представляющую собой вероятность получения дозы о произвольно?, точкой трека:

= / р<г,о)а?/У1, v

(17)

Как исходную модель дая расчета дозового распределения ми выбрали модель Савинского [27]. Согласно этой модели трек тюкелоа заряженной частицы состоит из "керна" - области, гдо происходят первичные ионизации, и "шубы" - области, гдо ионизация среда производится дэлъта-электронаии. образовавшимися в керне. В отличие от более ранних моделей. Савинския для описания шубы использовал усредненное распредолоние дозы в трека дельта электрона, рассчитанное по методу Монте-Карло. Полученное таким образом радиальное распределение дозы (РРД) хорошо описывается универсальной функцией относительного радиуса:

05(г) = с^г/^/г2, (18)

где и - максимальный пробег дельта электронов, с - константа, зависящая от энергии сечения.

В настоящее время не существует теории, удовлетворительно описывающей распределение дозы в керне, поэтому в модели Савинского для описания РРД в горне использована функция произвольного вида, нормированная на долю ЛЛЭ, терявшуюся в керне. Но при состыковке распределения в керне с распределением в шубе возникает ступенька, не имеющая никакого физического смысла. Нами функция распределения дозы в керне была выбрана в виде.-

1>к(г) = а/(в+г2), (19)

где айв - константы, которые определяются из следующих условий:

интеграл ок по сечению трека долнвн быть равен величине (1-ю-ЛЛЭ. где к - часть энергии, уносимая из керна дельта электронами:

равенство доз в точке состыковки керна и шубы.

РРД в сечении трека альфа частицы, соответствующем энергии 1 МэВ, рассчитанные по обеим моделям, показаны на рис. э, а зависимость РРД от энергии сечения на рис. ю.

При взаимодействии теплового нейтрона с ядром 6ы образуются альфа частица с энергией 2.об МэВ и ядро трития с энергией 2.73 МэВ, поэтому распределение дозы в треп» теплового нейтрона

Рис.9. Радиальное распределение дозы в сечении альфа трека с энергией 1 ЫэВ.

Рис. 10. Радиальное расределение дозы в ухааашшх энергетических сечении* альфа трека.

Рис.11. Распределение дозы в треке теплового нейтрона в его аппроксимация выражение)* (20).

Рис.12. Интегральные распределен»« выхода Р-(2), Мд -(1). и Мд°-(3) центров В . нейтронном треке.

представляет собой сумму распределения его компонентов. Это распределение показано на рис.п. Видно, что распределение хорошо аппроксимируется выражением:

Г4т = 1/(8^« 4 а^6*). (20)

СО значениями Ь= 1.889. Ьа=0.899, а<=54860 Гр~\ а1=2.87-10,В Гр"\ Интеграл распределения равен объему трека 74=1.138- ю",э см8, а интеграл от дозы по распределению равен суммарной энергии образующихся частиц, т.е. 4.79 МэВ. Проинтегрировав плотностную зависмость концентрации центра по распределении дозы в треке получим выход данных центров в треке. Интегральные распределения выхода показаны на рис.12.

Следует заметить, что обязательным условием зависимости выхода люминесцентных эффектов от ЛПЭ ионизирующего излучеия является нелинейность плотностной зависимости. Действительно, если мы вводе?,; среднюю дозу в треке, как 00

X С-^^сЮ. (21)

о

то чувствительность б данного эффекта в треке выразится, как

со со

Б= / (((О-Г Г0)сЮ/ / О-Г^О^О. (22)

о о

В случае линейной зависимости эффекта от .плотности возбуждения. т.е. н(о>=со, где с - некоторая константа, мы получим из выражения (22> б = с при любом распределении дозы в треке. Нелинейность же плотностной зависимости практически всегда приведет к зависимости выхода от ЛПЭ излучения, так как маловероятно, чтобы распределение дозы в треке оказалось, точно таким, чтобы компенсировать нелинейность плотностной зависимости.

Д030ВАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ЗАПАСАНИЯ ПРИ ОБЛУЧЕН®! КРИСТАЛЛА ТЯШШИ ЗАРЯЖЕННЫМИ ЧАСТИЦАМИ

Зная функцию мы можем рассчитать распределение дозы Р(0) во всем облученном кристалла. Действительно, если в кристалле объемом V создается один трек, то .

г/й) = (1-р).б(о-о) ♦ р-г^О), (23)

где бгр-о) - дельта функция Дирака.

Обозначим через fjd > распределение дозы в облученной кристалле когда в нем образовалось п треков. Если треки распределены статистически однородно и изотропно, то функция распределения может быть представлена в виде свертки:

в .

F (D> = Г F (D (D-D )dD . (21)

n J 1 n-1

О

Последнее выражение пригодно аля расчета распределения дозы в кристалле, но практические вычисления встречают знзчитольнке трудности, обусловленные в первую очередь видом подынтегральной функции. Наиболее разумный выход из положения, это переход на логарифмическую шкалу и учет вклада дельта функции вручную. Считая распределение треков в кристалле пуэссоновским, и, обозначая через Dcp среднюю дозу в кристалле, в соответствие с ■формулой с можно записать-.

п

F(Dcp.D) = Ехр(-М jKk ft(D>/k!, (25)

k=l

где F(o_ .d) - распределение дозы в кристалле, облученном дозой ср *

°ср' fk(D) ~ к-кратпзя свертка f/D) .

Если мы имеом распределение дозы в облученном кристалле, то выход радиациошо наведенных центров можно представить в виде:

со

(HDcp) =;N(0)F(Dcp,D)dD, (28)

где N(D) - выход единицы объема кристалла, однородно облученного дозоя d, в нашем 'случае эквивалентен плотвостной зависимости концентрации центров, рассчитанной ранее.

* Когда число значимых членов ряда очень велико, выражение (25) может быть преобразовано с использованием характеристической функции распределения дозы в треке

со

C(u) = J" f JD)ExpC-i«0)d0. -со

Используя известную теорему о свертке можно выразить k-кратную свертку f ^сDi в вида: 00

fk(D> - -IJ [C(u»kExp<H>ibdD.

Доза (Гр)

Рис.13. Дозовые оавиениосгп вапасаина Г-(а), Мд*-(Ь) и Мдс(с) - центров под действием галша излучения (1) и тепловых нейтронов (2). Символы - экспериментальные данные, линии - расчет.

Расчетные дозовые зависимости концентрация цонтрав и соответствующие экспериментальны© данные показаны на рис. i ?, гдп дня сравнения приведет тагоко дозовые зависимости выхода центров окраски при гамма облучении. Можно отметить хсров:ое согласие мезду расчетными и экспериментальными данными для Mg'- и F-цептров. Обращает на себя внимание отклонение расчетной кривой от экспериментальных точек в случае Н£г°-цоптров. Если обратиться я рис.12 то видно, что выход всех центров окраски в троке теплового яоатропэ формируется в диапазоне доз ю1 - юй Гр. Этот ко диапазон доз шгатностноа зависимости образует участки лозепых зависимостей при гамма облучении с си. рис.в) максимально подтвержденные экспериментальными данными. Таким образом, систематическое отклонение дозовоя зависимости На°-дантров при нейтронном облучении от экспериментальных данных связано с более низкой, по сравнению с расчетом, чувствительность» нейтронного трека, которая, в свою очередь, связана с принципиальным различием использованных видов облучения по отношении к плотности возбуждения: т.е. следует признать, что для процесса образования нй0-центров плотность возбуждения деаддитивна. Причина зтого, на наш взгляд заключается в двухступенчатом механизме их образования, в отличие от одноступенчатого механизма образования других исследуемых центров, который приводит к задержке их формирования, не отра--женной в использованной системе уравнения, что. в условиях быстро релаксирующея высокой плотности носителей в треке тяжело® заряженной частица, должно привести к относительному уменьшении выхода (эффекту мощности дозы>.

Замечания по методике расчетов.

Как уже отмечалось, в работах, касающихся рассматриваемого объекта, существует два крайних подхода:

в первом, как исходные допущения принимаются определенные модели мшдхдафектов л соответствующие механизмы их радиационного преобразования, далее в рамках зонной схемы составляется система кинетических урээяешш ревенио которой, т.е. кинетические зависимости коншнтраций цетров в области возбуждения (см. Рис.е.), которыэ поело замены времени на дозу кнтерпретируктгся, как дозовые зависимости (см. Рис.8.). Естественно, локальность

облучения и зависимость выхода от плотности возбувдзния при этом подходе не принимается во внимание.

второй подход полностью игнорирует шкромеханизмы радиационных эффектов и использует феноменологические параметры зависимости чувствительности от дозы облучения. Классическим примером такого подхода является теория микродозиметрии, в которой очень последовательно учитывается локальность взаимодействия излучения с веществом и распределение дозы в кристалле при различных видах облучения. Зависимость ш отклика от плотности возбуждения характеризуется, например, в работе Кэтца г.29] таким параметром, как "ударность", которая определяется, как степень перекрытия треками точки кристалла, при которой проявляется данный локальный эффект. В чистом вида этот параметр имеет смысл, пожалуй, только для многоадерных систем в биологии и для многофотонных процессов в квантовой оптике.

Примером последовательного подхода к данной проблеме служат работы Вайсбурда и Яэка [30-32], ютя к их недостаткам следует отнести использование моделей треков тяжелых заряженных частиц с однородным радиальным распределением дозы.

В данной работе предпринята попытка последовательно, начиная с взаимодействия кикродефекгов со свободными носителями , проследить влияние исходно принятого в рассмотрение существенно нелинейного механизма ступенчатого преобразования магниевых центров в системе 1ЛР:Мг,Т1 на макроизмеряемые средние концентрации радиационно наведенных центров в кристалла, их зависимость от дозы и вида облучения с учетом локальности воздействия ионизирующего излучения на вещество.

В результате анализа собственной деятельности и литературы были сформулированы некоторые замечания относительно последовательности и результатов действия при проведении исследований подобного рода. ' '

В большинсве случаев при исследовании процессов запасания временные зависимости концентраций центров в треке, получаемые при решении системы кинетических уравнений, не имеет резльноя ценности. Важны лишь концентрация центров, запасенных в релакси-рованном треке и', в случае неоднородного трека, их распредзле-

то. Исключение составляют лишь случаи облучения со сверхвысокими мощностями доз (дозы при которых наблюдается существенное перекрытие треков составляют ю-юо Гр, время электронной релаксации трека < ю"" с, следовательно, мощности доз, при которых возможно перекрытие нзрелаксированных троков, должны быть порядка 10,о-ю" Гр/с> или случаи наблюдения запасания я сцинтилляция в отдельных треках со сверхвысоким временным разрешением.

При вычислении определение плотностных зависимостей концентрация в однородно возбужденном треке (в идеале в точке) следует выяснить, является ли зависимость от плотности возбуждения аддитивной, т.е. зависит ли концентрация центров от того, каким образом поступает плотность возбуждения в трек, вся одновременно или отдельными порциями. Если шгатностная зависимость аддитивна и локальна (т.е. не изменяется при изменении объема трека), то ее можно использовать в качестве дозовоа зависимости в точке, как это было сделано в данной работе (вывод ос относительной локальности эффектов при фотонном облучении был сделан на основе экспериментального факта абсолютной воспроизводимости всех эффектов накопления при замене гамма облучения "°со (1.25 МэВ) на рентгеновское (30 кэВ, к -антикатод), т.е. приуменьшении объема трека почти на два порядка, так как плотность возбуждения при изменении энергии кванта практически на кеняется).

Эффективность запасания магниевых центров.

Сравнивая расчетные эффективности запасания магниевых ид*- и Ие°-1©нтров в образце с солержанием магния о.01%, соответствующем по содержанию магния гю-юо, стандартному термолшинофору на основе с эффективностяш запасания светосуммы в

соответствующих т ликах ТСЛ 200 и 2во°С гри гамма и нейтронном облучении (Таблица 2), можно отметить наличие между ними хороша корреляции (при сравнении данных следует учесть, что абсолютные величины эффактивностея в запасании и высвечивании различается на четыре порядка), которая свидетельствует о 7см, что все

Таблица 2.

Ив* ив° не°/мв* Me°/Hg* В ТСЛ

Гамма чувствительность (i/Гр) 5 • ю'9 ю" 0.02 0.016*

Нейтрон, чувствительность (1/Гр) 10" 10я 1 0.27*

Нейтрон-гамма относительная эффективность 0.02 1

Нейгрон-гамма относительная эффективность в ТСЛ * 0.29 2.1*

эффекты ТСЛ, связанные с различной зависимостью выхода от плотности возбуждения определяются, в основном, стадией запасания светосуммы. Существенные потери на стадии высвечивания связаны, по-видимому, с малой эффективностью центров свечения. Это подтверждается фактом существования термолюминофора LiF:Mg,Cu, в котором действует та же магниевая система запасания, но с более эффективным медьсодержащим центром свечения, повышающим выход почти на два порадка.

Таким образом, нелинейность в запасании .проявляется, как нелинейность в ТОЛ и служит основной причиной повышенной чувствительности пика 260°С к нейтронам, которая была успешно использована нами при разработке метода селективной дозиметрии гамма и нейтронного излучения в смешанных гамма нейтронных полях.

ДВУХПИКОБЫЯ МЕТОД СЕЛЕКТИВНОГО ИЗМЕРЕНИЯ ГАММА И НЕЙТРОННЫХ ДОЗ

При облучении двухшкового детектора на основе LiF:Hg,Ti в смешанном гамма-нейтронном поле происходит запасание энергии в обоих (200° и 260°С> пиках ГИЛ, поэтому зависимости выхода ТСЛ (Xj и i2, соответственно) от поглощенных или эквивалентных доз гамма излучения (Dy> и нейтронов (Dn) могут быть представлены в

*Литературные данные для tld-ioo

[28] .

виде:

Ч = «l/VV + alnDn- <27>

Ч * "WV + а2п°п- (20>

Коэффициенты а1?,, а2у, aJn и а2п представляют собой чувствительности соответствующих пиков ГСЛ к гамма-излучению и нейтронам. При этом коэффициенты а1?, и а2у практически не зависят от энергии фотонов, но зависят от дозы гамма-излучения. С другой стороны коэффициенты а1п и а2п не зависят от дозы нейтронов, но могут зависеть от их энергии.

Из приведенных выше уравнения следует, что для определения доз гамма- и нейтронного излучения в смешанном гамма-нейтронном поло детекторами на основе LiF:Mg,Ti необходимо при предварительной калибровке измерить дозовые зависимости коэффициентов гамма чувствительности a^ci)^) и и значения коэффициен-

тов ain и . Затем нужно измерить интенсивности пиков гоо и 260°С, подставить эти значения в уравнения (27> и (28) и, решив их относительно d„hd , найти тем самым дозы гамма-излучения и

г п

нейтронов.

При использовании термолюминофора líf:Mg,ti в качестве гамма-нейтронного детектора' основные трудности связаны с измерением слабого пика 2бо°0 на фоне интенсивного пика 200°С <cu. рис.1). Кроме того, измерение дозы нейтронов существенно осложняет сильная сверхлинейность дозовоа зависимости пика 260°С, являющаяся одновременно причиной повышенной чувствительности этого пика к ионизирующему излучению с высокой ЛГО.

Для решения этой задачи были разработаны универсальные измерительные комплексы серии "УНЖ". которые совместно с детекторами ДГГН-1 и ДТГН-2 позволшш достичь параметров, позволяющих использовать комплекс для решения задач аварийной дозиметрии при гамма-нейтронной облучении.

Что касается термолюшнесцэнтного считывателя, то для роЕенил задачи был использован принцип обратной связи, что при возможности программного управления нагревом образца и использовании ЗИЛ для оперативной обработки кривой ТСЛ позволило, ис-

пользуя метод двойного линейного нэгрзва со сбросоа температуры в района спада гака 200°с, произвести физическое раздолэниз пиков 200 и 260°С, что, в сочетании с математическим разделенном кривой ТСЯ па злеыентаршз пики, дало возможность повысить точность измерения гожа 260°С и, следовательно, нейтронной дозы.

Оптимизация детектора была произведена подборой изотопного состава ы с содержание изотопа 71Л составляет 98.5%), что позволило свести до зох вариацшо чувствительности по всей реальный сдактрам источников быстрых нейтронов.

Данные анализа плотностных зависимостей показывают, что варьируя содержание ие кошта повысить пеатрон-гамма отнотнко пика 260°С и, при дальнейшем совершенствовании аппаратуры и кэтодики обработки кривых ГОЛ, создать комплекс, пригодный дата роаэния задач индивидуального дозиметрического контроля хронического гакма нейронного облучения.

вывода

1. Предложена модель процесса релаксации возбуждения в треке гамма кванта в кристаллаэ :Ма,Т1, на основе которой были произведены расчеты плотностных и дозовых . зависимостей концентрация радаацконно наведенных: дантров при облучении кристалла гамма излучением и тепловыми Еейтронами. Экспериментально измерены при этих видах облучения дозовые зависимости накопления

мг*-,и Ий°-иэнтров в широком диапазоне доз. Хорошое согласно расчетных и экспериментальных дозовых зависимостей для е- и н^-иэктров подтверждает адекватность полошенных в основу расчетов моделей процессов, протекавши в треке, а. такие коделеа треков. Отклонение дозовое зависимости из0-центров от экспериментальных точек при нейронном облучении связало с неаддитивностью шютностноа зависимости этого центра, что является, поводимому, следствием двухступенчатой природы ого образования.

2. Показано, что повышенная чувствительность пика ГСЛ 260°С териоломинофора цР:Ие,Т1 к ионизирующим излучениям с большей плотностью возбуадэвия определяется более високос эффективностью запасания не°-цзнтров под действием эти: видов излучения. Яз анализа шштностпых зависимостей следует, что эта сффзк-■птностшавЕскт от концентрации магния в кристалла.

з. Разработана методика двойного линейного нагрева для физического разделения дозиметрических пиков, что в сочетании с математической обработкой кривой ТСЛ (разложение па элементарные пики, интегрирование светосуммы в заданном температурном интервале и т.д.) позволило достичь на термолюминесцонтпом комплексе "УНШ-02" параметров, позволяющие применять ого для целей индивидуального дозиметрического контроля облучения в смешанных гамма-нейтронных полях.

СПИСОК РАБОТ, ОПУБЛИКОВАННЫХ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. Непомнящих А.И., Рогалеа Б.И., Чернов В.Г. ЭКюктивность образования магниевых центров окраски в кристаллах LiF.-Mg.Ti при разных плотностях возбуждения.- В кн.: Тезисы докл. 5 Всес. сит. по люминесцентным приемникам и преобразователям ионизирующего излучения. Таллин, 1985, с. 67 - 68.

2. Нэлетящее А.И., Рогзлев Б.И., Чернов В.Г.Механизм сверхли-неаноста дозовоа зависимости термолюминофора LiF: Mg.- В кн.: Тезисы докл. 5 Всес. Сов. "Синтез, исследование и применение ЛЮМИНОФОРОВ" . Ставрополь, 1985, С. 203.

3. Непомнящих А.И., Рогалев Б.И., Чернов В.Г. Радиационное накопление центров окраски в LiF: Hg, Ti.- В кн.: Тезисы докл. 6 Всес. конф. по радиационной физике и химии ионных кристаллов. Рига, 1986, С. 234 - 235,

4. Чернов В.Г., Рогалав Б.Й. Связь нелинейных эффектов в треках ионизирующего излучения с нелинейностями дозовых зависимостей термолюминесгонции.- В га.: Тезисы докл. 6 Всес. конф. по радиационной физике и химии ионных кристаллов, Рига, 1986, c.240-24i.

5. Chernov V.G. , Rogalev B.I. Кол-linear Effects 1л Badiation Induced Thernoluminescence // Int. Conf. on Luminescence (ICL'87). A conference on Excited State Processes in Condensed Matter, Beijing, China, 1987, Part 1, p. 44 - 45.

6. Neponnyachikh A.I., Rogalev B.I.., Chernov V.G. Creation of Colour Centres in Thernoluminofor LiF: Hg, Ti // Int. Conf. on Luminescence (ICL'87). A conference on Excited State Processes in Condensed Hatter, Beijing, China, 1987, Part 1, p. 46 - 47.

7. Непомнящих А.И., Рогалев Б.И., Чернов В.Г. Запасание радиаци-онло наведенных магниевых центров в кристаллах LiF: ng.ri.- On-

тика И спектроскопия, 1989, т. CS, ВЫП. 5, с. 1058 - 1062. й. Непомнящих А. И., Чернов В. Г. .Рогалов Б. И., Черепанов В.Ю. Перспективы создания избирательного тормолшиносцентного дози-.мотра гзмма-нейтронного излучения.- Атомная энергия, 1989, т.67, БЫЛ. 6, C.415-419.

в. Чернов В.Г., Лфонин Г.П., Рогалов Б.Я., Нопомнящих А.И. Сворхлинеаность и сенсибилизация детекторов ДТГ-4 при ронтгенов-ском облучении. В кн.: "Ломиносцентнио приемники и преобразователи ионизирующего излучения. Материалы yi Всесоюзного симпозиу МЭ" . ЛЬВОВ, 1989, с. 70.

10. Чернов В.Г., Рогалов Б.И. Расчеты чувствительности тормолю-мгяеешнтного дотокторз на основе LiF:Hg,Ti к тяжелым зэря;конным частицам. В кн.: "Лсминосцрцтныо приемники и прообразоватоли ионизирующего излучоиия. Материалы YI Всесоюзного симпозиума". Львов, 1909, С. 79.

11. Rogulev В.1., Hysovsky S., Hepomnyachikh A.I., Chernov V.G. Keohanizo of storage of ionizing radiation energy in LiF:Hg,Ti crystal;,-. In: Solid State Dosimetry, Vienna'03, 9 Int.Conf., P 1.7, 1089.

12. Chernov V.G., Kogalev B.I. Modified track structure calculation of thermoluminescent yield:; to heavy charged particles. In: Solid State Dosinetry, Vienna'8a, 9 Int.Conf., P 1.19, 1«83.

13. Heponnyachikh A.I., Chernov V.G., Rogalev B.I. Dosioetric characteristics of gansia-neutton detectors l)TGH-2. In: Solid State Dosimetry, Vienna'89, 9 Int.Conf., P 2.34, 1У0Э.

14. Rogalev B.I., Mysovsny S,, Hepojuiynchikh A.I. Chernov V.G. Mechaniza of storage of ionizing radiation energy in LiF:Mt:,Ti crystals.- Radiat. i'rot. Ooain., 1990, v.33, Ho.1/4, pp.15-18. lb. Chernov V.G. I-iogalt-v B.I. Modified track structure calculation of t ho г во 1 u m ineucen t yield:; to heavy charged particles, -had ia t. f'rot. Dosin., 1S90, v.33, No. 1/4, pp.51-54.

36. Napomnyachikh A.I., Chernov V.G. Rogalev B.I. Douinetric characteristics of gsmna -nt-o t. roii detector:; DTGH-2.- Radiat. F'rot. Dosim., 1990, v.33, Mo.1/4, pp.159-162.

17. V.Qherepanov, V.Chernov, A . lieponnyachikh, !). Rugalev, K.Sonikov. The universal cofiplr x for there*o 1 urnineucent nuasuro-nenL 1ШС-02. In: Luminescent detectors arid t r ant. f ort;e rs of

Ionizing radiation (LUHDETR'81), Riga, Latvia.

18. V.Chernov, B.Roßalev, G.Afonln. Thermal desensitization of aanna irradiated LiF:Hg,Ti. In: Luninoscent detectors and trans-fomers of ionizing radiation (LUMDETR'91), Riga, Latvia.

20. Rogalev В., Chernov V. Dose dependence of naßnesiun oentre creation in LiF:H(J cryBtals under thernal neutrons. In: 10th International Conf. on solid state dosinetry, 1992, Wasington, USA, p. 35.

21. Hysovsky S., Rogalev B.I., Neponnyachikh A.I. Chernov V.G. Theoretical sinulation of hole centre creation in LiF:Hg under ionizing radiation. In: 10th International Conf. on solid state dosinetry, 1992, Hasinston, USA, p. 38.

22. V.Chernov, B.Rogalev, A.Heponnyachikh, V.Cherepanov. Error analysis of neutron dose neasurenent in nixed Qanna neutron fields by two peak aethod. In:10th International Conf. on aolid state dosinetry, 1892, Wasington, USA, p. 70.

23. V.Chernov, B.Rogalev, A.Hepoonyachikh, V.Cherepanov. Application of the UHIC-02 conplex for dosinetry of nixed ganiia-neutron fields by tuo peak TL ciethod. In: 10th International Conf. on solid state dosimetry, 1982, Wasington, USA, p. 65.

СПИСОК ЦИТИРУЕМОЙ ЛИТЕРАТУРЫ.

1. Кеирш-Маркус И,Б. Основные требования к мотодан индивидуального контроля.- В кн..- Дозимэтрическиа и радиометрический контроль.- М.: Энергоатомиздат, îaei, ч.г, с. з

2. Regulla D.F. Llthiun fluoride dosinrtry based on radiophoto-luninescencçe. - Health physics, 1972, v.22, p. 401 - 497.

3. Horowitz'1 Y.S. LiF:Hg,Ti versus LiF:Hff,Cu: the competition heats up. In: 10th International Conf. on aolid atate dosinetry, 1992, Hasinston, USA, p. 47.

4. Парфианович И.A., Хулугуров В.M., Иванов H. A. и др. Лазеры на центрах окраски в идалочногзлоидных кристаллах,- Изв. АН СССР. Сор. физ., 1981, Т. 85, N2, С. 309 - 314.

5. Zinnernen D.W. Relative Thernoluninesoenoe Effects of Alfa and Beta Radiation.- Radiat. Effects, 1872, v.14, p. 81 - 92.

0. Tale I. The effect of ionic novenent on TSL in TLD natheri-

als. In: 10th International Conf. on solid state dosinetry, 1992, Wasington, USA, p. 36.

7. McKeever S.H.S. Optical absorption and luntnescence in lithiuE fluoride TLD-IOO.- J.Appl.Phys. 1984, v.56, H 10, p.

2883 - 2889.

8. Nakamura S., Inabe K.,. Takeuchi N., Кое H.-J. Effect of X-irradiation on the aggregation of I-V dipoles in LiF:Hg crystals.- Phys.Stat.Sol.(b), 1981, v.104, p. K139 - K141.

9. Srutt J.E,, Lilley E. Structural aspects of clusterina reactions in alcali halides dopped with divalent lnpurities.-Phys.Stat.Sol.(a), 1978, v. 33, p. 229 - 239.

10. Jain V.K. Therooluoinescence of lithiun fluoride.- Badiat. Prot.Dosin., 1982, v.2, N3, p. 141 - 161.

11. Stoebe Т.О., Watanabe S. Thernoluminescence and lattice defects in LiF. - Phys. Stat. Sol. (a), 1975, v. 29, p. 11 - 12.

12. Непомнящих А.И., Радаабов E.A., Егранов А.В. Центры окраски И ЛЮМИЛОСЦОНЦИЯ кристаллов LiF.- Новосибирск, Наука, 1984, 112 с.

13. Мысовскиа С.Н., Непомнящих А.И., Шлюпор А.Л. Квантовохимиче-скоо моделирование магниевых центров в кристаллах LiF.- Опт. и Споктр., 1989, Т. 60, ВЫП.З, С.599 -603.

14. Inabe К., Takeuchi Н. Extention of the two-step reaction nodel for thernoluninescent responce.- Jap.J.Appl.Phys., 1980, v.19, N6, p. 1165 -1168.

35. Inabe K., Takeuchi N.. Nakanura S. Dose dependence of the optical absorption bands in LiF:Hg crystals.- Badiat.Phys.Cher., 1982, v.19, N4, p.329 - 333.

16. Chen R., HcKeever S.W.S., Durrani S.A. Solution of the kinetic equations governing trap filling cosequences cocernine dose dependence and dose -rate effects.- Phys.Rev.B, 1081, V.24, N9, p. 4931 - 4944.

17. Ranos U.S., Hernandes A.J., Murrietta S.H. e.a. Model for P-center production in alkali halides doped with divalent cation impurities that change their valence state by irradiation. Phys.iiev.B. , 1985, v.31, N12, p. 8164 - 0170. ■

18. Mehta-S.K.. MerKlin J.F., Donnert H.J. Thercoluninescence related centers in LiF:Kg,Ti . - Phys.St at.So 1.(a), 1977, v.44, „ N2, p. 679 - 685.

19. Mort J., Zinoernan D.B. Photoluninescence of Zs-centers in LiF.- Phys.Lett., 1966, v.21. H3, p. 273 - 274.

20. Nahun J. Optical properties and nechamisn of of formation of sone F-aggregate centers in LiF. - Phys.Rev.A, 1867, v. 158, N3, p.814 - 825.

21. Horowitz Y.S., Dubi A., Ben Shahar B. Self-shielding factor for TLD-600 and TLD-100 in an isotropic flux of thermal neutrons.- Phys.Med.Biol., 1976, v.21, H8. p. 976 - 979.

22. Snith D.Y., Dexter D.L. Optical absorption strengths of defects in insulators. The f-suo rule, Smaculas equation, effective field and application to color centers in alkali halides.- Progr. Optica, 1972, v.10, p. 167 - 229.

23. Юшнгер И.М., Лущин Ч.Б., Машонец Т.В. и др. Создание дефектов в тверда толах при распада электронных возбуждений.-УФН, 1975, Т.147, ВЫП. 3, С. 523 -558.

24. Коз H.-J., Takeuchl И. On the radiation induced sesitisation nechanisn in lithium fluoride.- Phys.Stat.Sol.(a), 1980, v.57, p. K171 - K174.

25.Форсайт Д., Малькольм M.. Моулэр К. Машинные кетоды ИЭТематИЧЭСКИХ БЬГЧИОЯЭНИЯ. - М. : Мир, 1980, 270 с.

28. Справочник по теории вероятности и математической статиста кэ. / В.С.Королюк, Н.И.Портонко, А.В.Скороход. А.4>.Турбин.-М.: Наука, 1965.- 640 с.

27. Савинский А.К. Пространственное минрораспродолонш актов ионизации в обучаемой среде как характеристика качества ионизирующего излучения.- Дис. канд. физ.-мат.наук. И., 1975, 154 с.

26. Horowitz Y.S.. Kalef-Ezro J., Hoskowitoh M. Further Studies on the Non-universality of the TL-LET Response in Therooluoinescent LiF and Li^ В 07 : the Effect of High Tenperature TL.-Huel. In3tr. Heth., 1880, v. 172, p. 479 - 485.

29. Kat2 R. Track Structure Theory in Rediobiology and in Radiation Detection.- Nuclear Track Detection, 1976, v. 2, N 1, PP. 1 - 28.

30. Вайсбурд Д.И., Мелик-Гэяказяи И.А. Радиационная кинетика накопления электронных цо ¡про в в ерлотаогзлоидпих кристаллах в связи с распределением поглощопной и запасенной энергии излучения по краткостям локализации // Теор. эксп. химия.-

1865, Т. 1, ВЫП. 2, С. 190 - 200.

31. Взисбурд Д.И., Мелик-Гайказян И.А. Уравнение радиационного накопления электронных цонтров в щолочногалоицных кристаллах // ДАН СССР, 1965, Т. 165, К. 5, с. 1029 - 1032.

32. Язк И.В. Избирательная люминесцентная дозиметрия быстрых нейтронов на основе кристаллов АгВо.- Автореферат докт. мне., Тарту, 1975.