3.4.1. Общие принципы

Активность нуклида может быть определена с помощью ионизационной камеры по измеренному значению ионизационного тока, создаваемого в камере действием излучения измеряемого источника, с учетом эффективности камеры. Эффективность камеры вычисляют, исходя из спектрометрических данных об энергии излучения радионуклида и о степени поглощения излучения в ионизационной камере.

Наиболее простой случай представляет измерение активности нуклидов, излучение которых полностью поглощается в газе ионизационной камеры. К ним относятся α-излучающие нуклиды. В этом случае активность нуклида определяют по формуле

(3.109),

где — ионизационный ток в камере; — энергия α-частиц; — средняя энергия ионообразования для α-частиц в данном газе; — заряд электрона.

Значение для воздуха заметно меняется в зависимости от энергии α-частиц и почти не зависит от энергии частиц для инертных газов. Значения для различных радионуклидов определены методами ядерной спектроскопии с высокой точностью, однако энергии α-частиц, испускаемых каждым отдельным источником, могут заметно отличаться от табличных значений из-за влияния самопоглощения. Если при измерениях активности с помощью счетчиков только полностью поглощенные в источнике частицы не вносят вклада в измеряемую скорость счета, то при измерениях с помощью ионизационных камер даже частичное поглощение, т.е. уменьшение энергии частиц, заметно сказывается на результате измерений, уменьшая ионизационный ток. Поэтому при прочих равных условиях результаты измерений с токовыми ионизационными камерами менее точны, чем со счетчиками.

Метод токовой ионизационной камеры использовался для измерений активности α-излучающих нуклидов на ранней стадии исследований радиоактивности. Используется он иногда и в настоящее время — для измерения активности нуклидов в источниках с небольшой толщиной активного слоя и высокой удельной активностью, например, в источниках из плутония в диапазоне 10⁴ – 10⁷ расп./сек.

Данный метод может быть применен и для измерений активности β-излучателей с малой энергией излучения, при которой пробеги р-частиц полностью заканчиваются в газе ионизационной камеры. Активность нуклида при этом вычисляют по формуле, аналогичной формуле (3.109), но отличающейся от нее тем, что вместо энергии α-частиц берут среднюю энергию β-частиц . Вместе с тем значения для многих нуклидов определены со сравнительно невысокой точностью, что ограничивает и общую точность результата измерений активности, а сказанное выше о влиянии самопоглощения полностью и в еще большей степени относится и к данному случаю.

Для абсолютного измерения активности «чистых» β-излучателей, т.е. β-нуклидов, не испускающих γ-излучения, можно применять метод, предложенный впервые Греем для измерения средних энергий β-спектров. Измеряемый нуклид вводят внутрь стенок «наперстковой» ионизационной камеры, соответствующей условиям Брегга — Грея. Согласно теории Брегга — Грея, если β-нуклид равномерно распределен в плотной однородной среде, внутри которой имеется полость, заполненная газом, то при наличии в полости электрического поля через нее будет протекать ток, обусловленный ионизацией газа β-частицами и вторичными электронами. При этом, если размеры полости невелики по сравнению с пробегами электронов и β-частиц в наполняющем ее газе, то сила тока в полости

(3.110),

где – масса среды, в которой распределен нуклид активностью ; – отношение тормозных способностей газа и среды для электронов; – плотность газа в полости; – объем полости.

Грей вводил в стенки камеры радионуклид известной активности и по измеренному ионизационному току определял среднюю энергию β-частиц. Если эта энергия известна из спектроскопических данных, то активность нуклида определяется соотношением

(3.111).

Как следует из сказанного, данный метод не пригоден для измерения активности нуклидов в «твердых» источниках β-излучения, но вполне подходит для измерения активности нуклидов в растворах и в порошках. Достоинством метода является отсутствие необходимости учитывать самопоглощение и поглощение излучения. В то же время из-за большого числа величин в формуле (3.111), определяемых со сравнительно невысокой точностью, погрешность определения активности данным методом получается довольно значительной, вследствие чего он не может конкурировать с методом 4π-счета. Некоторым неудобством является и необходимость изготовления новой камеры для каждого отдельного измерения. Может быть применена и другая методика измерений, также основанная на принципе Брегга — Грея и заключающаяся в введении измеряемого нуклида в жидкость и в измерении ионизационного тока, протекающего через тонкий слой воздуха между поверхностью жидкости и расположенным параллельно ей плоским электродом.

Для измерения активности нуклидов по γ-излучению с помощью ионизационной камеры необходимо связать непосредственно измеряемую величину – ионизационный ток – с активностью нуклида. Это может быть сделано или непосредственно, если известна эффективность камеры, т.е. ионизационный ток, отнесенный к единице активности данного нуклида, или косвенно — по известному значению удельной γ-постоянной данного нуклида.

В последнем случае с помощью γ-дозиметра с ионизационной камерой измеряют мощность экспозиционной дозы γ-излучения источника на определенном расстоянии от него, и активность нуклида определяют по формуле

(3.113),

где – γ-постоянная нуклида; , — поправочные множители, учитывающие соответственно отличие удельной γ-постоянной радионуклида от γ-постоянной источника (из-за самопоглощения и поглощения в оболочке источника) и зависимость показаний γ-дозиметра от энергии фотонов («ход с жесткостью»).

Измеряемый источник можно также сравнить с радиевым эталоном с помощью ионизационной камеры, стенки которой изготовлены из материала, эквивалентного воздуху. Активность нуклида в источнике определяют в этом случае из соотношения

(3.114),

где , — ионизационные токи, создаваемые в камере γ-излучением измеряемого источника и радиевого эталона; , – γ-постоянные измеряемого нуклида и радия; — масса радия в радиевом эталоне; — поправка на самопоглощение.

Таким образом, обе описанные методики измерений не являются независимыми и опираются на эталоны других единиц ионизирующих излучений — экспозиционной дозы и массы радия. Очевидно, что эти методы не могут служить основой создания эталона единицы активности γ-излучающих нуклидов. Поэтому в качестве эталонного устройства, воспроизводящего единицу активности нуклидов по γ-излучению ионизационным методом, может быть использована только ионизационная камера, для которой возможно теоретически рассчитать эффективность.

К числу таких камер относятся так называемые наперстковые, или полостные, камеры, эффективность которых рассчитывают по теории Брегга — Грея. В основу теории положено допущение о том, что небольшая газовая полость внутри твердого вещества не вносит искажения в распределение вторичных электронов, образованных γ-излучением в твердом веществе. При этом согласно формуле Брегга — Грея существует определенная зависимость между интенсивностью γ-излучения и числом пар ионов в единице объема газовой полости

(3.115),

где — энергия γ-излучения, попадающая в единицу времени на единицу площади; , , — линейные коэффициенты поглощения γ-излучения при фотоэффекте, комптоновском рассеянии и образовании пар; — отношение тормозных способностей твердого вещества и газа для электронов.

Обычно газом, наполняющим полость в твердом веществе, является воздух. Если известна схема распада измеряемого нуклида и данные о спектре его γ-излучения (энергии фотонов и их число на акт распада), то может быть вычислен ионизационный ток, создаваемый в камере γ-излучением источника данного нуклида единичной активности, или эффективность камеры

(3.116),

где — число фотонов с энергией , испускаемых в среднем в одном акте распада нуклида; — геометрический множитель.

Измерив ионизационный ток и поделив его значение на эффективность камеры, определяют активность нуклида в измеряемом источнике

(3.117),

где — поправочный множитель, приводящий значение тока в камере к нормальным давлению и температуре воздуха (760 мм рт. ст. и 0°С); — поправочный множитель, учитывающий поглощение γ-излучения в источнике (самопоглощение).

Наперстковые камеры вследствие малых размеров дают незначительный ионизационный ток и пригодны лишь для измерения сравнительно больших активностей нуклидов. От этого недостатка свободны так называемые щелевые камеры, объем которых достигает сотен и тысяч кубических сантиметров. Обычная щелевая камера представляет собой две параллельные пластины из воздухоэквивалентного вещества или легкого металла (например, алюминия), разделенные небольшим воздушным промежутком. Между пластинами расположен измерительный электрод в виде легкой рамки, на которую натянута тонкая металлизированная пленка или алюминиевая фольга.

Эффективность щелевой ионизационной камеры со стенками из легкого вещества вычисляют по теории Брегга – Грея точно так же, как и эффективность наперстковой камеры.

Щелевая ионизационная камера со стенками даже из такого тяжелого вещества, как свинец, дает возможность измерять активность γ-излучающих нуклидов. Вычисленные значения эффективности камер совпали в пределах погрешности с экспериментальными, полученными при измерениях тока в камере от источников из различных нуклидов, активность которых была измерена другим абсолютным методом (совпадений).

Некоторую неточность в результат измерений активности нуклидов с помощью наперстковых и щелевых камер вносит геометрический множитель.

(3.118),

где — ионизационный объем камеры; — расстояние между источником и элементом объема; — расстояние между источником и центром объема камеры.

В сферической ионизационной щелевой камере необходимость вычисления геометрического множителя исключается тем, что в камере используется излучение источника в полном телесном угле 4π. Камера состоит из двух концентрически расположенных алюминиевых шаров, пространство между которыми служит ионизационным объемом. Источник помещен в центре внутреннего шара. Число пар ионов, создаваемых γ-излучением источника в этой камере, определяется по формуле

(3.119),

где — линейный коэффициент ослабления γ-излучения в алюминии; – доля энергии вторичных электронов, затрачиваемая на ионизацию,

(3.120),

— толщина стенки внутреннего шара; — расстояние между внутренним и наружным шарами.

Нижний предел активности, измеряемой с помощью щелевой ионизационной камеры, определяется уровнем фона камеры и чувствительностью применяемого электрометрического устройства, а также энергией γ-излучения измеряемого нуклида. Для ⁶⁰Со нижним пределом измерений является 3,7·10⁶ расп./сек. Верхний предел практически ограничен только необходимостью обеспечить режим насыщения в ионизационной камере и соответствующими защитными приспособлениями для создания безопасных условий работы с источниками γ-излучения.

Погрешность воспроизведения единицы активности у-излучающих нуклидов методом полостной или щелевой ионизационной камеры складывается из случайной погрешности измерения ионизационного тока и из погрешностей, которые следует отнести к систематическим, – определения эффективности камеры и поправочных множителей. При использовании соответствующих средств измерений погрешность измерения ионизационного тока может быть доведена до 0,1–0,2%. Погрешность значения эффективности камеры, как расчетной величины, не может быть определена вполне точно, так как величины, входящие в формулу (3.120), известны из опубликованных в литературе данных с большими или меньшими погрешностями, не всегда точно определенными авторами соответствующих работ. Это относится, в частности, к данным о составе спектров γ-излучения измеряемых нуклидов. Значение средней энергии ионообразования известно с погрешностью около 1%. С примерно такими же погрешностями известны и остальные величины, входящие в формулу (3.120). Таким образом, общая погрешность значения эффективности камеры для ⁶⁰Со составляет 2 — 3%.

Определение поправки на самопоглощение также сопряжено с существенной погрешностью. По-видимому, погрешности этих поправок не меньше 5%. Более точно поправки могут быть определены экспериментально, применительно к конкретным условиям измерения. Об определении такой поправки для сферической щелевой камеры будет сказано при описании соответствующей эталонной установки.

Из-за сравнительно большой погрешности ионизационную камеру нецелесообразно применять для воспроизведения единицы активности γ-излучающих нуклидов в диапазоне выше 10⁹—10¹⁰ расп./сек, где можно применять более точный метод— калориметрический; ионизационная камера же применяется для этой цели в диапазоне, промежуточном между диапазонами, охватываемыми методом совпадений и калориметрическим, т. е. от 10⁶ до 10⁹ расп./сек.