3.4.3. Методика измерения активности нуклидов

Активность γ-излучающего нуклида в источнике, помещенном в ионизационную камеру эталонной установки УЭА-4, определяют по измеренному значению ионизационного тока , приведенному к нормальным условиям (давлению воздуха 760 мм рт. ст. и температуре 0°С), и по эффективности камеры с учетом поправок на поглощение γ-излучения в источнике и в его оболочке

(3.121),

где — эффективность камеры (ионизационный ток, отнесенный к единице активности нуклида); — коэффициент приведения значения ионизационного тока к нормальным условиям; и — поправки на поглощение излучения в источнике и в его оболочке.

Эффективность камеры для нуклида, излучающего в одном акте распада среднее число , фотонов энергией , вычисляют по формуле, полученной на основе теории Брегга — Грея,

(3.122),

где , и – линейные коэффициенты поглощения γ-излучения при фотоэффекте, комптоновском рассеянии и образовании пар соответственно; – линейный коэффициент ослабления γ-излучения в алюминии; d — толщина стенки внутренней сферы камеры; — расстояние между поверхностями сфер; — средняя энергия новообразования; — отношение тормозных способностей алюминия и воздуха для электронов, отнесенное к единице объема; — энергия покоя электрона; —доля энергии электронов, затрачиваемая на ионизацию.

Суммирование ведется по всем линиям γ-спектра.

В табл. 3.12 даны значения эффективности камеры эталонной установки УЭА-4 для различных нуклидов, вычисленные па формуле (3.122), а также полученные путем измерения ионизации от источников, для которых активность нуклидов была измерена калориметрическим методом с помощью эталонной установки УЭА-5. Как видно из приведенных данных, расхождения, расчетных значений эффективности камеры и экспериментальных не выходят за пределы погрешности расчета и измерений.

Таблица 3.12

Эффективность камеры эталонной установки УЭА-4 для различных нуклидов

Поправочный множитель

(3.123),

где и — давление воздуха (в мм рт. ст.) и его температура (в °С) во время измерения.

Поправки на поглощение γ-излучения в источнике («самопоглощение») обычно определяют расчетным путем. Однако традиционные расчетные формулы выведены при ряде упрощающих предположений, в результате чего точность вычисляемых поправок оценить не представляется возможным. Так, при подобных расчетах предполагается, что радиоактивное вещество распределено по объему источника равномерно, тогда как в действительности это не всегда так. Например, в γ-источниках из ⁶⁰Со, наиболее применяемых в настоящее время, активность нуклида в поверхностных слоях значительно больше, чем в глубинных. Это обусловлено большим сечением захвата и активации кобальта нейтронами (соответствующие значения равны 40 и 34,1 барн), в результате чего при облучении источника в реакторе возникает эффект «самоэкранирования», существование которого доказано и экспериментально. Кроме того, все расчетные формулы для определения влияния самопоглощения дают возможность определить только уменьшение числа фотонов вследствие их поглощения внутри источника, т.е. дают отношение числа фотонов, испускаемых источником, к полному числу фотонов, испускаемых радиоактивными ядрами. При этом не учитывается, что энергия фотонов, претерпевших комптоновское рассеяние, отлична от энергии первичных фотонов; между тем эффективность ионизационной камеры существенно зависит от энергии фотонов. Наконец, почти все расчетные формулы применимы только к условиям использования излучения в одном определенном направлении, тогда как точные измерения активности нуклидов в γ-источниках проводят в геометрии полного телесного угла 4π.

Не исключено, что в ряде случаев более точные оценки самопоглощения могут быть сделаны при численных расчетах методом Монте-Карло. Однако в литературе отсутствуют данные по использованию расчетов такого типа.

Более надежные и точные значения поправок на самопоглощение для γ-источников может дать их экспериментальное определение. Для γ-источников из ⁶⁰Со эти поправки определены во ВНИИМ путем сопоставления результатов ионизационных и калориметрических измерений интенсивности γ-излучения источников цилиндрической формы разных размеров. С помощью ионизационной камеры эталонной установки УЭА-4 были измерены ионизационные токи, а с помощью γ-калориметров эталонной установки УЭА-5 – тепловые эффекты, создаваемые γ-излучением указанных источников. Значения ионизационных токов пропорциональны внешнему излучению источников, а тепловые эффекты — полному излучению источников и, следовательно, активности нуклида, поэтому сопоставление этих данных позволило определить поправочные множители для учета влияния самопоглощения в источниках.

Поправку на поглощение излучения в оболочке источника вычисляют по формуле

(3.124),

где — линейный коэффициент ослабления γ-излучения в материале оболочки источника; — толщина оболочки источника.

Относительная погрешность расчетного значения эффективности ионизационной камеры для ⁶⁰Со, соответствующая доверительной вероятности 0,99, равна 2%. Погрешность определения коэффициента лежит в пределах 0,5 –1,0%. Погрешность определения коэффициента оказывает пренебрежимо малое влияние на общую погрешность измерений.

Значение ионизационного тока в камере эталонной установки УЭА-4 может быть измерено с относительным средним квадратическим отклонением 0,25%. Погрешность поправочного множителя для источника из ⁶⁰Со, имеющего оболочку из нержавеющей стали толщиной 1 мм, не превышает 0,4%. Таким образом, относительная погрешность воспроизведения единицы активности ⁶⁰Со на эталонной установке УЭА-4, соответствующая доверительной вероятности 0,99, равна 4%.

Основной вклад в указанную погрешность вносит погрешность расчетного значения эффективности камеры, которая, в свою очередь, зависит, прежде всего, от погрешностей значений средней энергии ионообразования и отношения тормозных способностей алюминия и воздуха. Таким образом, для повышения точности воспроизведения единицы активности нуклидов методом ионизационной камеры необходимо более точно знать обе упомянутые ядерно-физические характеристики.