Сравнительный анализ методов разделения сигналов от нейтронов и гамма-квантов от сцинтилляторов на основе литиевого стекла

Е. С. Кузьмин; Кузьмин Е. С.; Г. Д. Бокучава; Бокучава Г. Д.; И. Ю. Зимин; Зимин И. Ю.; A. А. Круглов; Круглов А. А.; Н. A. Кучинский; Кучинский Н. А.; В. Л. Малышев; Малышев В. Л.

doi:10.31857/S0032816224020063

Сравнительный анализ методов разделения сигналов от нейтронов и гамма-квантов от сцинтилляторов на основе литиевого стекла

Авторы: Кузьмин Е.С.¹, Бокучава Г.Д.¹, Зимин И.Ю.¹, Круглов А.А.¹, Кучинский Н.А.¹, Малышев В.Л.¹
Учреждения:
1. Объединенный институт ядерных исследований
Выпуск: № 2 (2024)
Страницы: 46–52
Раздел: ТЕХНИКА ЯДЕРНОГО ЭКСПЕРИМЕНТА
URL: https://journal-vniispk.ru/0032-8162/article/view/266085
DOI: https://doi.org/10.31857/S0032816224020063
EDN: https://elibrary.ru/QTFYER
ID: 266085

Цитировать

Полный текст

Аннотация
Полный текст
Об авторах
Список литературы
Дополнительные файлы
Статистика

Аннотация

Проводилось исследование характеристик сцинтилляционных детекторов нейтронов, построенных на монолитных и гетерогенных сцинтилляторах, содержащих ⁶Li. Испытания детекторов проходили на пучке тепловых нейтронов и на стенде с источником ɣ-квантов ⁶⁰Co. Для обработки сигналов, полученных от детектора с монолитным сцинтиллятором, применялись три различных алгоритмах разделения ɣ-излучения: регистрация импульсов на постоянном пороге и селекция по форме импульса с помощью двух цифровых методов разделения сигналов – интегрированием заряда и измерением длительности импульсов. Исследование показало, что для гомогенного сцинтиллятора эффективность методов селекции по форме импульса примерно одинакова при разделении тепловых нейтронов и ɣ-квантов и значительно уступает методу регистрации на постоянном пороге. При этом качество n/ɣ-разделения хуже результата, полученного с гетерогенным сцинтиллятором при регистрации на постоянном пороге. Цель работы – сравнение результатов применения цифровых методов подавления гамма-квантов с результатами, полученными при использовании гетерогенных сцинтилляторов.

Полный текст

1. Введение

Сцинтилляционные детекторы нейтронов на базе литиевых стекол используются в различных областях науки и техники. Для таких детекторов точность измерения потоков нейтронов в значительной степени зависит от качества селекции сигналов, соответствующих нейтронам, от сигналов порожденных ɣ-квантами. Применяются различные способы понижения чувствительности детекторов к ɣ-квантам: вариации геометрии сцинтилляторов, а именно, уменьшение толщины стекла [1] либо использование гетерогенных структур [2–4], а также электронные методы обработки сигналов – аналоговые [5] либо цифровые [6].

2. Электронная селекция

Простейшим способом электронной селекции является разделение сигналов на постоянном пороге. Если определить ɣ-чувствительность как отношение числа зарегистрированных событий к числу ɣ-квантов, пересекающих рабочий объем детектора, то, например, для монолитного сцинтиллятора этот показатель, определенный в работе [7], составил k = 1.42 × 10^-4.

При использовании специализированных сцинтилляторов, таких как NE 912 или его аналогов, становится возможным разделение сигналов по форме импульса. Анализ формы импульса позволяет определить, было ли событие вызвано нейтроном или ɣ-квантом. Обычно используются два общих подхода для считывания формы импульса:

интегрирование аналогового заряда в двух различных окнах, соответствующих максимальным различиям между формами импульсов;
полная оцифровка импульсов быстродействующим цифровым преобразователем (дигитайзером) с последующей обработкой с помощью программного обеспечения.

В этой работе использована полная оцифровка импульсов детектора и применялись следующие методы программного разделения:

цифровая селекция на постоянном пороге,
измерение времени превышения амплитуды над порогом,
интегрирование заряда.

Характеристики детектора с монолитным стеклом, полученные в результате цифровой обработки сигналов, сравнивались с характеристиками детектора, построенного на гетерогенном сцинтилляторе [7].

3. Измерения

Измерения с тепловыми нейтронами проводились на канале № 13 реактора ИБР-2 [1]. Наборы данных осуществлялись с помощью дигитайзера “DT5751” фирмы “CAEN”, подключенного непосредственно к аноду фотоумножителя XP 2262B (Photonis) с делителем напряжения S563/L (Philips). Параметры дигитайзера: входное сопротивление R = 50 Ом, максимальная амплитуда сигнала А = 1 В, амплитудное разрешение 10 бит, частота дискретизации 1 ГГц. Высоковольтное питание обеспечивалось блоком NDT 1470 CAEN. Измерение γ-чувствительности детектора проводилось на стенде с источником ⁶⁰Co. Стеклянный сцинтиллятор NE 912 использовался для изготовления монолитного и гетерогенного образцов в форме диска размерами Ø 40 × 2 мм².

4. Первичная обработка

При расчете заряда сигнала осуществлялось интегрирование в окне, которое начиналось за 30 нс от триггера и имело длительность 420 нс. Такая длительность соответствует 5-кратному времени высвечивания медленной компоненты импульса при возбуждении сцинтиллятора ɣ-квантами [8] .

Отсеивались импульсы, базовая линия которых содержала шумы на уровне, превышающем 0.3% от среднего значения. Сигналы, ширина которых по основанию была менее 50 нс, также исключались из обработки. По результатам интегрирования были построены зарядовые спектры для тепловых нейтронов и ɣ-квантов источника ⁶⁰Co.

Полученные спектры событий представлены на рис. 1. На графике можно видеть хорошо выраженный пик, соответствующий полной энергии, выделенной при захвате нейтрона ядром ⁶Li. Энергетическое разрешение в нейтронном пике составляет ΔE/E = 15%. Зарядовый спектр импульсов от источника ⁶⁰Co зарегистрирован при меньшей скорости счета. В спектре тепловых нейтронов плоская низкоэнергетическая часть слева от канала N_ch = 500 обусловлена частичным выделением энергии заряженными продуктами реакции захвата нейтрона (1) за пределами сцинтиллятора, когда пробег заряженных частиц не укладывается полностью в стекле [7]

⁶Li + n →³H(2.75МэВ) + ⁴He(2.05МэВ).(1)

Поэтому события в области 200–500 каналов также соответствуют захвату нейтронов. Поскольку пробеги α-частиц и тритонов в стекле чрезвычайно малы (R_α=6 мкм и R_t=36 мкм), то доля таких событий от полного числа захватов нейтронов в гомогенном сцинтилляторе не превышает ε ≤ 5×10^-5. Для гетерогенных структур, где площадь поверхности раздела сцинтиллятора и нейтрального материала значительно больше, чем в гомогенном сцинтилляторе, доля таких событий возрастает [7].

Рис. 1. Зарядовые спектры нейтронов и ɣ-квантов, полученные в результате первичной обработки.

5. Селекция на постоянном пороге

Простейший способ подавления сигналов от ɣ-квантов при измерении потоков нейтронов – это разделение событий на постоянном пороге по заряду импульса. Эффективность подавления зависит от энергетических спектров частиц в конкретном эксперименте и значения установленного порога регистрации. В работе сравнение проводилось для тепловых нейтронов и ɣ-квантов от источника ⁶⁰Co. Электронная эффективность детектора к нейтронам и его ɣ-чувствительность измерялись для единого порога регистрации. Величина порога определялась как среднее значение минус два стандартных отклонения нормального распределения, описывающего нейтронный пик (электронная эффективность η ≈ 98%, рис. 1). Полная эффективность детектора к нейтронам представляет собой произведение электронной эффективности регистрации на долю в процентах нейтронов, захваченных изотопом ⁶Li в материале сцинтиллятора.

5.1 Монолитный сцинтиллятор

Для использованного в работе сцинтиллятора NE 912 толщиной 2 мм моделированием в среде GEANT4 было установлено, что доля захваченных ⁶Li нейтронов с энергетическим распределением Максвелла–Больцмана при температуре 25 мэВ составляет ρ ≈ 91% [9]. Таким образом, полная эффективность детектора к нейтронам в этом случае составляет σ = ρ × η ≈ 89%. Гамма-чувствительность рассчитывалась как число событий с зарядом, превышающим порог регистрации, нормированное на 1 млн ɣ- квантов, пересекающих объем сцинтиллятора, и составила k = 1.42×10^-4[7]. Повышение порога регистрации до уровня среднего значения нейтронного пика (порядка 50% электронной эффективности к нейтронам) позволяет снизить ɣ-чувствительность только до значения k = 2.4×10^-5.

5.2 Гетерогенный сцинтиллятор

При исследовании гетерогенного сцинтиллятора использовался только метод селекции на постоянном пороге [7]. Здесь электронная эффективность детектора при концентрации стекла 25% также составляла примерно 98%, а полная эффективность по отношению к монолитному стеклу равна 0.53. При этом величина ɣ-чувствительности оказалась равной k = 1.6×10^-6. Повышение порога регистрации до уровня среднего значения нейтронного пика (порядка 50% электронной эффективности к нейтронам) позволяет снизить ɣ-чувствительность до значения k = 2.7×10^-7. Потеря полной эффективности к нейтронам в этом случае есть следствие уменьшения в 4 раза объема стекла в сцинтилляторе. Компенсировать такую потерю можно увеличением толщины сцинтиллятора.

6. Селекция по длительности импульса

Следующий способ разделения импульсов от нейтронов и ɣ-квантов – это предложенный в работе [10] метод, при котором измеряется время превышения амплитуды импульса над постоянным порогом. Измеряемый параметр ТOT определяется как интервал времени, в течение которого обнаруженный импульс превышает установленный порог. В работе [11] был предложен вариант развития метода ТOT. В этом варианте параметр CF-TOT определяется как интервал времени превышения порога, который составляет фиксированную долю амплитуды импульса. По определению, CF-TOT не зависит от амплитуды, а определяется только формой сигнала. В нашей работе выполнялось определение длительности на пороге, равном половине высоты импульса.

Запись сигналов дигитайзером велась без всякой предварительной аналоговой обработки сигналов. Форма импульса, зарегистрированная дигитайзером, определяется характером высвечивания сцинтиллятора и представляет собой набор отдельных пиков, соответствующих вспышкам отдельных чувствительных центров (рис. 2). Для сигнала такой формы определение длительности не может быть выполнено с хорошей точностью. Поэтому предварительно проводилась процедура сглаживания импульса перед обработкой. Для сглаживания использовался алгоритм 30-точечного скользящего среднего. Число точек для усреднения определялось из требования монотонности заднего фронта в средней части импульса.

Рис. 2. Исходный и сглаженный по 30 точкам сигналы от ɣ-квантов.

В этом методе коэффициент качества разделения сигналов, f = (t_ɣ - t_n)/(δ_ɣ + δ_n) = 0.18 (см. определение обозначений на рис. 3). В соответствии с рисунком селекция нейтронов в этом случае возможна при регистрации импульсов ниже установленного порога. При высоком пороге регистрации, когда электронная эффективность к нейтронам составляет примерно 98%, ɣ-чувствительность высока и составляет k = 0.9. Если снизить порог до уровня регистрации нейтронов 50%, ɣ-чувствительность падает до уровня k = 0.18. Очевидно, что эффективное n/ɣ-разделение сигналов таким методом в нашем случае невозможно.

Рис. 3. Распределение сигналов от нейтронов и ɣ-квантов по ширине на половине высоты импульса.

7. Разделение методом интегрирования заряда

Разделение по форме импульсов также может проводиться методом интегрирования заряда. Аналоговые электронные системы n/γ-разделения сигналов, использованные на протяжении нескольких десятилетий, имеют ограничение по скорости счета до f ≤ 200 кГц [12]. Они могут считать только количество событий, классифицированных как нейтроны или ɣ-кванты “на лету”. После окончания измерений постобработка сигналов невозможна. Здесь мы используем технологию цифровой обработки импульсов, зарегистрированных с помощью дигитайзера.

Чтобы установить характер различия формы сигналов от нейтронов и ɣ-квантов, предварительно были построены средние импульсы событий. Для этого для каждого случаев суммировались по 500 тыс. оцифрованных импульсов. Полученные средние импульсы нормировались на 1 в точке максимума сигнала. Результат показан на рис. 4.

Рис. 4. Усредненные сигналы для нейтронов и ɣ-квантов. При усреднении использовалось по 500 тысяч импульсов в каждом случае. Сигналы нормированы и совмещены по оси абсцисс в точках максимальной амплитуды.

Мы проводили n/ɣ-разделение сигналов, используя метод сравнения заряда [13]. В этом методе в качестве параметра, характеризующего форму импульса, используется отношение, обозначенное как PSP = (Q_T – Q_L) / Q_T. Здесь Q_T представляет собой интегрированный полный заряд сигнала в области (t₀, t₂) а Q_L – интегрированный заряд с определенной начальной точки до конца сигнала в области (t₁, t₂) (см. рис. 4). Координаты точек начала интегрирования и конца сигнала (t₁, t₂) выбирались так, чтобы обеспечить максимальное значение параметра формы импульса (PSP).

Полученные распределения количества импульсов по значению параметра PSP представлены на рис. 5. Для этого метода коэффициент качества разделения сигналов

f = (m_n - m_ɣ)/(Δ_ɣ + Δ_n) = 0.22

(см. рис. 5). Здесь при регистрации нейтронов учитываются импульсы, превышающие установленный порог. Если порог регистрации, установлен так, чтобы электронная эффективность к нейтронам была равна примерно 98%, величина ɣ-чувствительности составит k = 0.94. При электронной эффективности к нейтронам на уровне 50% получаем k = 0.3. Почти полное перекрытие распределений на рис. 5 для наших условий не дает возможности осуществить подавление сигналов от ɣ-квантов без значительного снижения эффективности детектора к нейтронам.

Рис. 5. Распределения импульсов по значению параметра PSP для нейтронов и ɣ-квантов.

8. Заключение

В работе выполнено сравнительное исследование качества разделения сигналов, соответствующих нейтронам и ɣ-квантам от детекторов, построенных на монолитном и гетерогенном сцинтилляторах. Детекторы были построены на одном специализированном стеклянном сцинтилляторе для регистрации нейтронов (NE 912). Проводилось сравнение уровней ɣ-чувствительности, которые могут быть достигнуты с помощью различных методов селекции сигналов. Значения ɣ-чувствительности детектора для различных методов селекции при двух значениях эффективности к нейтронам приведены в табл. 1 и 2.

Таблица 1. Гамма-чувствительность детектора при различных значениях электронной эффективности к нейтронам. Гомогенный сцинтиллятор

Электронная эффективность к нейтронам	97.7%	~50%
Регистрация на постоянном пороге	1.4×10^-4	2.4×10^-5
Селекция по длительности	0.9	0.18
Селекция по форме импульса	0.94	0.3

Таблица 2. Гамма-чувствительность детектора при различных значениях электронной эффективности к нейтронам. Гетерогенный сцинтиллятор

Электронная эффективность к нейтронам	97.7%	~50%
Регистрация на постоянном пороге	1.6×10^-6	2.7×10^-7

Таким образом, можно заключить, что при разработке специализированных детекторов нейтронов на гетерогенном сцинтилляторе можно добиться качества n/ɣ-разделения сигналов выше, чем с монолитным стеклом. При этом можно снизить требования к детекторной электронике, что может быть важно для экспериментов, где присутствует большое количество каналов регистрации нейтронов. Кроме того, для изготовления такого детектора нет необходимости использовать стеклянный сцинтиллятор, обладающий специальными свойствами n/ɣ-разделения по форме импульса.

Об авторах