Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
Необходимо отметить, что как при измерениях методом времени пролета, так и при измерениях некоторыми другими методами, непосредственно измеряется спектр нейтронов в выходящем из реактора пучке, который может существенно отличаться от спектра внутри реактора. Вопрос о сопоставлении этих спектров очень важен для правильной интерпретации получаемых данных, но он относится к области реакторной физики. Что касается систем регистрации импульсов, то они полностью аналогичны уже рассмотренным выше детекторам, предназначенным для регистрации нейтронов на установках времени пролета в микросекундном диапазоне.
457- 13.4.3. Корреляционный метод измерений
Общим недостатком рассмотренных вариантов измерений спектров нейтронов методом времени пролета является крайне нерациональное использование возможностей источника. В самом деле, источник «включается» лишь на короткие интервалы времени т„, разделенные гораздо более длительными периодами «молчания» Т, в результате чего общее количество поступающих в систему нейтронов оказывается в 77тн раз меньше, чем их было бы при непрерывно работающем источнике. Отношение 77т н называется обычно скважностью импульсного режима источника. В описанных в настоящей главе установках значения скважности заключаются в пределах от 10 ООО до 100, редко — меньше. Уменьшая скважность, можно повышать скорость счета детекторов, однако это возможно лишь до определенных пределов, поскольку увеличение тн приводит к ухудшению энергетического разрешения спектрометра, а уменьшение T — к появлению рециклических нейтронов. Казалось бы, потери в скорости счета при измерениях спектров нейтронов методом времени пролета по крайней мере в сотни, а то и в тысячи раз неизбежны. Однако сравнительно недавно был разработан так называемый корреляционный метод измерений, позволяющий снижать скважность до двух. Суть этого метода сводится к следующему.
Рассмотрим вначале в несколько более общем виде, чем раньше, связь между изменениями во времени интенсивности источника S (/), которая теперь может быть и непрерывной функцией времени, и скорости счета детектора а (і). Пусть ср (т) — относительная вероятность появления в источнике и регистрации в детекторе нейтрона с такой энергией, при которой длину пролетной базы в данной установке он пролетает за время т. Как было показано выше, определение функции Ф (т) и является по существу целью времяпро-летных измерений, поскольку ее легко можно пересчитать в функцию распределения нейтронов по энергиям F (E). В рассматриваемом случае скорость счета детектора в момент времени t
OO
а(0= j фСФ(/ —т)с/т. (13.86)
о
При импульсной работе источника
S (/ — т) = s08 (/ — т) и a (i) = S0 ф (t),
т. е. времяпролетный спектр нейтронов описывается непосредственно распределением во времени скорости счета детектора a (t) или пропорциональной ей величиной суммарного числа импульсов в каждом канале анализатора за все время измерения г (t). При произвольном виде функции S (/) связь между г (і) и ф (/) значительно сложнее и нахождение по измеренному распределению числа отсчетов детектора г (t) функции ф (Ї) является довольно сложной задачей.
458- Наиболее просто эта задача решается при определенном выборе вида функции модуляции источника s (t). Рассмотрим вначале вместо функции S (t) некоторую гипотетическую функцию Z (t), которая может принимать с равной вероятностью положительные и отрицательные значения, так что ее среднее значение
_ , 1
Z (ґ) = Iim —- \ г (t)dt = 0. (13.87)
Т-+00 T J о
Такой функцией, в частности, является функция белого шума, изменения которой во времени происходят по закону случая. Последнее обстоятельство на языке математики выражается тем, что автокорреляционная функция для г (t) с точностью до константы равна б-функции:
__, т
^г(т) = г(г)2(/-Ьт) = Нга — f г (t) z (t + т) dt = 7(6 (т). (13.88)
Г-н)о T J 0
Введем теперь функцию перекрестной корреляции функций г (0 и/¦(*):
Rzr (т) = г (t) r(t + T) = lim — \ z (t) г (t + т) dt. (13.89)
Т-+00 T -J о
Здесь по аналогии с (13.86)
OO
Г (t + т) = J ф (/') 2 (/ 4- T — t') dt'. (13.90)
о
Подставляя (13.90) в (13.89) и меняя порядок интегрирования, получаем
T
R2r (т) = Iim-C2 (t) dt { ер (t') z(t + т—t') dt' =
T-* OO T J J
о о
T
= С ф(t')dt' lim — \z(t)z{t + x — t')dt. (13.91)
о О
Здесь второй интеграл согласно (13.88) равен /(б (/' — т), поэтому
OO
Rzr (X)= I' ф (t') Kb {t'—T) dt' =K^ (т). (13.92)
о
Таким образом, с точностью до постоянного множителя функция перекрестной корреляции двух известных функций Z (t) И Г (t) окат зывается равной искомой функции ф (t). Напомним, что при обыч-, ных измерениях методом времени пролета эта функция находилась гораздо проще, а именно—непосредственно по распределению числа отсчетов в каналах анализатора, зато в данном случае общее число используемых нейтронов гораздо больше.
459- Другим преимуществом корреляционных измерений является автоматическое исключение не связанного с источником (некоррелированного) фона. В самом деле, регистрируемое анализатором число отсчетов
