Файл: Кузнецов, Р. А. Активационный анализ.pdf

Глава

5

ФОТОАКТИВАЦИОННЫЙ АНАЛИЗ

§ 1. Моноэнергетическое и тормозное у-излучение

В фотоактивационном анализе для воздействия на ядра эле­

ния делятся на две группы. К первой из них относятся источ­ ники, спектр которых является линейчатым и состоит из одной или нескольких моноэнергетических линий, а во вторую группу входят источники со сплошным спектром.

Источниками моноэнергетических квантов служат процессы, связанные с переходами между уровнями ядер, такие, как ра­ диоактивный распад, захват нейтронов и протонов и резонанс­ ная флуоресценция. Недостатки этих источников обычно со­ стоят в сравнительно низкой энергии излучения, невозможности изменения энергии и слабой интенсивности. Для получения моноэнергетического излучения с переменной энергией находит

ского излучения, позволяющего менять энергию в области при­ мерно 2—30 Мэе и обладающего при этом достаточно высокой интенсивностью, предоставило бы исключительно интересные возможности для анализа. Вследствие порогового характера и резонансного хода кривых возбуждения фотоядерных реакций путем изменения энергии облучения было бы значительно проще подбирать условия для избирательного определения исследуе­ мого компонента.

Поскольку такие источники отсутствуют, то для фотоактивационного анализа наибольшее применение получили различные ускорители электронов, дающие тормозное излучение со сплош­ ным энергетическим спектром. Интенсивность тормозного излу­ чения современных ускорителей достигает высоких значений, имеется возможность регулировки максимальной энергии в ши­ роких пределах. Достигаемая на ускорителях максимальная энергия (более 1 Гэв) лежит далеко за областью, представляю­ щей интерес для аналитических применений (1—45 Мэе).

110

Теоретические расчеты спектра тормозного излучения выпол­ няются в предположении, что используется бесконечно тонкая мишень. С мишенью конечной толщины, особенно в случае цик­ лических ускорителей, происходит деформация спектрального

определение может быть выполнено лишь весьма приближенно. Если к этому прибавить невысокую точность в оценке сечений, а также сложную зависимость сечений фотоядерных реакций от энергии у-квантов, то становится очевидной практическая невоз­ можность применения в фотоактивационном анализе абсолют­ ного метода. Поэтому все определения с помощью тормозного излучения проводятся по методу эталонов или мониторов.

Для получения наиболее точных результатов обычно стре­ мятся проводить облучение равномерным потоком активирую­ щего излучения. Однако пучок тормозного излучения электрон­ ных ускорителей обладает высоким градиентом плотности, ко­ торый оказывается тем выше, чем больше энергия электронов. На рис. 25 показано угловое распределение тормозного излуче­ ния линейного ускорителя для нескольких значений энергии. В принятых полярных координатах интенсивность излучения в прямом направлении условно взята за единицу, а угловое распределение выражено в долях интенсивности в прямом на­

112

«Облучение проб часто проводят близко к мишени (10—20 см), что неизбежно повышает величину градиента. Для получения более равномерного дозного поля в зоне облучения применяют корректировку с помощью фильтров, что связано с потерей интенсивности, или циклическое перемещение пучка электронов до мишени.

Р и с . 26. Э н е р г е т и ч е с к о е р а с п р е д е л е н и е п л о т н о с т и п о т о к а у - к в а н т о в т о р м о з н о г о и зл у ч е н и я .

Для оценки аналитических возможностей различных ускори­ телей, а также для сопоставления данных, полученных в раз­ личных условиях, необходима единая мера интенсивности тор­ мозного излучения. В отличие от нейтронного активационного

.анализа, где плотность потока нейтронов [нейтрон/'(см2-сек)] оказывается удобной и общепринятой единицей для характери­ стики условий облучения, в фотоактивационном анализе плот­ ность потока у-квантов редко используется для этих целей.

114

На рис. 26 показан спектр тормозного излучения на рас­ стоянии 1 м от мишени для пяти различных энергий электронов,, который выражен в единицах плотности потока у-квантов, отне­ сенных к току ускорителя 1 мка и энергетическому интервалу 0,5 Мэе. Хорошо виден сложный характер зависимости плот­

камер, соответствующим обра­ зом прокалиброванных, в указанных единицах легко измерить

мощность дозы излучения, создаваемой ускорителем в той или иной области пространства. Для взаимного сравнения ускори­ телей мощность дозы определяется на стандартном расстоянии от мишени, равном 1 м. Для этих условий определено соотно­ шение между мощностью дозы и током ускорителя при разной энергии тормозного излучения (рис. 27).

Однако общие характеристики мощности ускорителя еще не дают точной оценки условий в зоне облучения, которую часто стремятся приблизить к мишени, чтобы повысить плотность потока излучения. Воспользоваться ионизационной камерой для измерений уже затруднительно из-за малых размеров пучка. Тогда определение мощности дозы можно осуществить по вы­ ходу какой-либо хорошо изученной фотоядерной реакции. На­

образовавшейся в известном количестве марганца в данных условиях, позволяет рассчитать дозу излучения по уравне­

нию (5.6).

Облучение анализируемых проб проводится при определен­ ной энергии тормозного излучения, которая должна иметь высо­ кую стабильность во времени. Для повышения избирательности определений облучения проводят при различной энергии тормоз­ ного излучения.

115