Цифровой спектрометр времени жизни позитронов на основе метода β⁺γ-совпадений

Представлены предварительные результаты разработки цифрового спектрометра времени жизни позитронов в Институте прикладной физики НАН Украины, г. Сумы. Отличительной особенностью данного спектрометра является измерение времени жизни позитронов на основе β⁺γ-совпадений с использованием немоноэнергетич...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:

Bibliographische Detailangaben
Datum:	2013
Hauptverfasser:	Дудник, А.Б., Бугай, А.Н., Жовклый, В.Ю., Кульментьев, А.И., Сторижко, В.Е., Чемерис, А.И.
Format:	Artikel
Sprache:	Russian
Veröffentlicht:	Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України 2013
Schriftenreihe:	Вопросы атомной науки и техники
Schlagworte:	Диагностика и методы исследований
Online Zugang:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/111753
Tags:	Tag hinzufügen Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:	Цифровой спектрометр времени жизни позитронов на основе метода β⁺γ-совпадений / А.Б. Дудник, А.Н. Бугай, В.Ю. Жовклый, А.И. Кульментьев, В.Е. Сторижко, А.И. Чемерис // Вопросы атомной науки и техники. — 2013. — № 2. — С. 157-164. — Бібліогр.: 13 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-111753
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1117532017-01-15T03:02:14Z Цифровой спектрометр времени жизни позитронов на основе метода β⁺γ-совпадений Дудник, А.Б. Бугай, А.Н. Жовклый, В.Ю. Кульментьев, А.И. Сторижко, В.Е. Чемерис, А.И. Диагностика и методы исследований Представлены предварительные результаты разработки цифрового спектрометра времени жизни позитронов в Институте прикладной физики НАН Украины, г. Сумы. Отличительной особенностью данного спектрометра является измерение времени жизни позитронов на основе β⁺γ-совпадений с использованием немоноэнергетического пучка позитронов. Такой способ измерения позволяет существенно уменьшить уровень нежелательных компонент в спектре в сравнении с общепринятым методом γγ-совпадений. Также представлен новый алгоритм вычисления времени жизни позитронов, который позволил уменьшить временное разрешение спектрометра до 120 пс. Представленщ попередні результати розробки цифрового спектрометра часу життя позитронів в Інституті прикладної фізики НАН України, м. Суми. Відмінною рисою даного спектрометра є вимірювання часу життя позитронів на основі β⁺γ-співпадіннь з використанням немоноенергетичного пучка позитронів. Такий спосіб вимірювання дозволяє суттєво зменшити рівень небажаних компонент у спектрі в порівнянні із загальноприйнятим методом γγ-співпадінь. Також представлено новий алгоритм обчислення часу життя позитронів, який дозволив зменшити часову роздільну здатність спектрометра до 120 пс. Preliminary results of development of digital positron lifetime spectrometer at the Institute of Applied Physics of NAS of Ukraine are presented. The feature of this spectrometer is β⁺γ-coincidences measurement of positron lifetime with the use of nonmonoenergetic positron beam. Such way allows us to decrease a level of parasitic components in spectrum in comparison with routine γγ-coincidence technique. New algorithm of positron lifetime calculation is also proposed. It permits to reduce the spectrometer time resolution to 120 ps. 2013 Article Цифровой спектрометр времени жизни позитронов на основе метода β⁺γ-совпадений / А.Б. Дудник, А.Н. Бугай, В.Ю. Жовклый, А.И. Кульментьев, В.Е. Сторижко, А.И. Чемерис // Вопросы атомной науки и техники. — 2013. — № 2. — С. 157-164. — Бібліогр.: 13 назв. — рос. 1562-6016 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/111753 539.124.6 ru Вопросы атомной науки и техники Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
topic	Диагностика и методы исследований Диагностика и методы исследований
spellingShingle	Диагностика и методы исследований Диагностика и методы исследований Дудник, А.Б. Бугай, А.Н. Жовклый, В.Ю. Кульментьев, А.И. Сторижко, В.Е. Чемерис, А.И. Цифровой спектрометр времени жизни позитронов на основе метода β⁺γ-совпадений Вопросы атомной науки и техники
description	Представлены предварительные результаты разработки цифрового спектрометра времени жизни позитронов в Институте прикладной физики НАН Украины, г. Сумы. Отличительной особенностью данного спектрометра является измерение времени жизни позитронов на основе β⁺γ-совпадений с использованием немоноэнергетического пучка позитронов. Такой способ измерения позволяет существенно уменьшить уровень нежелательных компонент в спектре в сравнении с общепринятым методом γγ-совпадений. Также представлен новый алгоритм вычисления времени жизни позитронов, который позволил уменьшить временное разрешение спектрометра до 120 пс.
format	Article
author	Дудник, А.Б. Бугай, А.Н. Жовклый, В.Ю. Кульментьев, А.И. Сторижко, В.Е. Чемерис, А.И.
author_facet	Дудник, А.Б. Бугай, А.Н. Жовклый, В.Ю. Кульментьев, А.И. Сторижко, В.Е. Чемерис, А.И.
author_sort	Дудник, А.Б.
title	Цифровой спектрометр времени жизни позитронов на основе метода β⁺γ-совпадений
title_short	Цифровой спектрометр времени жизни позитронов на основе метода β⁺γ-совпадений
title_full	Цифровой спектрометр времени жизни позитронов на основе метода β⁺γ-совпадений
title_fullStr	Цифровой спектрометр времени жизни позитронов на основе метода β⁺γ-совпадений
title_full_unstemmed	Цифровой спектрометр времени жизни позитронов на основе метода β⁺γ-совпадений
title_sort	цифровой спектрометр времени жизни позитронов на основе метода β⁺γ-совпадений
publisher	Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
publishDate	2013
topic_facet	Диагностика и методы исследований
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/111753
citation_txt	Цифровой спектрометр времени жизни позитронов на основе метода β⁺γ-совпадений / А.Б. Дудник, А.Н. Бугай, В.Ю. Жовклый, А.И. Кульментьев, В.Е. Сторижко, А.И. Чемерис // Вопросы атомной науки и техники. — 2013. — № 2. — С. 157-164. — Бібліогр.: 13 назв. — рос.
series	Вопросы атомной науки и техники
work_keys_str_mv	AT dudnikab cifrovojspektrometrvremenižiznipozitronovnaosnovemetodabgsovpadenij AT bugajan cifrovojspektrometrvremenižiznipozitronovnaosnovemetodabgsovpadenij AT žovklyjvû cifrovojspektrometrvremenižiznipozitronovnaosnovemetodabgsovpadenij AT kulʹmentʹevai cifrovojspektrometrvremenižiznipozitronovnaosnovemetodabgsovpadenij AT storižkove cifrovojspektrometrvremenižiznipozitronovnaosnovemetodabgsovpadenij AT čemerisai cifrovojspektrometrvremenižiznipozitronovnaosnovemetodabgsovpadenij
first_indexed	2025-07-08T02:37:58Z
last_indexed	2025-07-08T02:37:58Z
_version_	1837044626714787840
fulltext	ISSN 1562-6016. ВАНТ. 2013. №2(84) 157 УДК 539.124.6 ЦИФРОВОЙ СПЕКТРОМЕТР ВРЕМЕНИ ЖИЗНИ ПОЗИТРОНОВ НА ОСНОВЕ МЕТОДА β+γ-СОВПАДЕНИЙ А.Б. Дудник, А.Н. Бугай, В.Ю. Жовклый, А.И. Кульментьев, В.Е. Сторижко, А.И. Чемерис Институт прикладной физики НАН Украины, Сумы, Украина E-mail: abdudnik@mail.ru Представлены предварительные результаты разработки цифрового спектрометра времени жизни пози- тронов в Институте прикладной физики НАН Украины, г. Сумы. Отличительной особенностью данного спектрометра является измерение времени жизни позитронов на основе β+γ-совпадений с использованием немоноэнергетического пучка позитронов. Такой способ измерения позволяет существенно уменьшить уро- вень нежелательных компонент в спектре в сравнении с общепринятым методом γγ-совпадений. Также представлен новый алгоритм вычисления времени жизни позитронов, который позволил уменьшить вре- менное разрешение спектрометра до 120 пс. ВВЕДЕНИЕ Одной из ключевых проблем в современной ядерной энергетике является недостаточная радиа- ционная стойкость основных конструкционных ма- териалов − сплавов на основе циркония и нержа- веющих сталей различных классов. Решение данной проблемы невозможно без тщательного изучения эволюции микроструктуры этих материалов и влия- ния ее на деградацию исходных физико- механических характеристик [1]. В частности, для аустенитных сталей характер- ным является сильное радиационное распухание, что связано с образованием в процессе облучения вакансионных скоплений – микропор и вакансион- ных петель, вызванных переизбытком вакансий по отношению к междоузлиям. Пучки позитронов представляют собой уникальный зонд для дефектов вакансионного типа. Позитронная аннигиляционная спектроскопия (ПАС) позволяет исследовать меха- низмы и динамику возникновения, превращения и исчезновения таких дефектов. Позитрон является античастицей по отношению к электрону, обладающей той же массой (0.511 МэВ/с2), но положительным зарядом. После имплантации в твердое тело позитрон быстро теряет исходную кинетическую энергию и термализуется (в течение ~ 3 пс). Далее позитрон случайно блуж- дает в кристаллической решетке и в процессе таких блужданий из-за отталкивания со стороны положи- тельно заряженных ионных остовов и притяжения к электронам проводимости локализуется преимуще- ственно в межузельном пространстве. Как следст- вие, в совершенном кристалле позитрон будет нахо- диться в основном в делокализованном состоянии блоховского типа. В кристалле со структурными дефектами пози- трон будет притягиваться к локальным атомным образованиям, характеризующимся либо избыточ- ным отрицательным зарядом, либо повышенным сродством к позитрону. Такие дефекты можно опре- делить как позитронно-чувствительные. Дефектами первого типа являются вакансии, вакансионные кла- стеры, а также другие локальные свободные объе- мы. Каждый элемент характеризуется уникальным сродством к позитрону, и позитрон может также локализовываться в областях с повышенным срод- ством. Элементы, важные в реакторном материало- ведении, имеют следующие значения этой характе- ристики [2]: Fe, -3.84 эВ; Cu, -4.81 эВ; Ni, -3.72 эВ; Mn, -3.72 эВ. Как следствие, кластеры, состоящие из 5…10 атомов меди в матрице железа, могут захва- тывать позитрон. Поэтому другими локальными объектами, которые могут эффективно исследовать- ся с помощью позитронов, являются компактные выделения атомных компонентов с повышенным сродством к позитрону. ПАС включает в себя в основном три метода из- мерений: 1) временного распределения аннигиляционных фотонов; 2) углового распределения аннигиляционных фотонов; 3) допплеровского уширения аннигиляционной линии с энергией 0.511 МэВ. Первый из этих методов дает сведения об элек- тронной плотности в месте аннигиляции позитрона, а два других – информацию о распределении им- пульсов электронов и о химическом составе среды, окружающей нанообъекты в месте аннигиляции. Время жизни позитрона τ определяется перекры- тием плотностей электрона n–(r) и позитрона n+(r) = \|ψ+(r)\|2 в области локализации последнего: ∫ −+ == r rr d)(n 2 )(cor 1 γψπ τ λ 2 , (1) где корреляционная функция −−+=−= nnΔ1)](n[ /rγγ (2) описывает увеличение электронной плотности в результате кулоновского притяжения к позитрону, а r0 – классический радиус электрона. Поскольку локальные свободные объемы харак- теризуются меньшей электронной плотностью по сравнению с бездефектными областями, то время жизни позитрона в таком дефекте будет больше, чем в совершенном кристалле. При этом каждый дефект обладает характерным временем жизни τi, а интен- сивность Ii соответствующей компоненты в сум- 158 ISSN 1562-6016. ВАНТ. 2013. №2(84) марном экспериментальном спектре связана с кон- центрацией таких дефектов. Как следствие, зависящий от времени спектр времени жизни позитрона в образце, содержащем k различных позитронно-чувствительных дефектов, имеет вид ∑ −= + = 1k 1i i t i iItN )exp()( ττ , (3) и информацию как о типе, так и о концентрации дефектов можно получить в едином эксперименте. Аннигиляционные характеристики долгоживу- щих компонент спектра могут быть интерпретиро- ваны в рамках предложенной Брандом модели сво- бодного объема. В частности, в [3] для дефектов сферической формы была получена простая функ- циональная зависимость времени жизни позитрона от радиуса сферы R, которым аппроксимируется дефект: ][b ) ΔRR R 2π sin( 2π 1 ΔRR R -1 + + + = λλ , (4) где λb – скорость аннигиляции ортопозитрония в исследуемом материале, а параметр модели ΔR=0,1656 нм – толщина однородного электронного слоя на поверхности поры, в котором происходит аннигиляция. В [4] предложенный подход был обобщен на случай модельных дефектов вакансион- ного типа простой несферической формы. Для ПАС (как и для большинства методов анали- за) постоянный интерес представляет задача улуч- шения их метрологических характеристик, в частно- сти, задача повышения разрешающей способности. Один из способов ее решения может состоять в пе- реходе к новым схемам измерения эксперименталь- ных спектров. В работе описаны предварительные результаты разработки цифрового спектрометра по измерению времени жизни позитронов в Институте прикладной физики НАН Украины. В разработан- ном спектрометре был использован метод β+γ-совпадений, что привело к существенному улучшению метрологических характеристик разра- батываемого варианта позитронной спектроскопии. 1. ОПИСАНИЕ СПЕКТРОМЕТРА Наиболее распространенным способом опреде- ления времени жизни позитронов является метод γγ-совпадений. Для измерения времени жизни пози- трона в веществе, как правило, используется источ- ник позитронов на основе нуклида 22Na (с периодом полураспада 2.6 года). Суть метода заключается в измерении времени между ядерным γ-квантом (стартовым сигналом) с характерной энергией 1.274 МэВ, генерируемым практически одновре- менно с рождением позитрона в переходе 22Na→22Ne+ e+ + γ (1.274 МэВ), и одним из γ- квантов с энергией 0.511 МэВ, испускаемым при аннигиляции позитрона (стоповым сигналом). Существует множество экспериментальных ус- тановок, реализующих этот метод, например [5, 6, 7, 8]. Преимуществом таких установок являет- ся их относительная простота. Однако они имеют два недостатка. Первый недостаток заключается в присутствии в регистрируемом спектре времени жизни позитронов двух нежелательных компонент, вызванных: а) аннигиляцией позитронов в теле ис- точника позитронов; б) аннигиляцией позитронов в защитной пленке источника. Относительный уро- вень этих компонент составляет примерно 6…9 и 1 % соответственно от общей площади спектра [8]. Вторым недостатком является уширение аппаратной функции временного разрешения спектрометра из- за разброса скоростей позитронов, испускаемых источником 22Na. Этот эффект проявляется в боль- шей степени при исследовании образцов с малой плотностью ρ ≈ 2…3 г/см3. При использовании моноэнергетических пучков позитронов для измерения их времени жизни при- меняется метод β+γ-совпадений. В этом случае стар- товый сигнал генерируется не γ-квантом рождения позитрона, а самим позитроном. В зависимости от энергии позитрона существует два способа регист- рации стартового сигнала. Первый способ применя- ется для исследования достаточно толстых образцов толщиной до 1 мм с использованием релятивист- ских позитронов. Здесь стартовый сигнал генериру- ется при полете позитроном тонкого сцинтиллятора. При этом потери энергии позитрона в сцинтиллято- ре незначительны. На базе этого метода в Штутгарте была создана экспериментальная установка, в кото- рой для анализа использовался моноэнергетический пучок позитронов с энергией 6.5 МэВ [9]. Толщина стартового сцинтиллятора составляла ≈ 1 мм. На этой установке были выполнены измерения времени жизни позитронов совместно с допплеровским уши- рением спектра [10]. Второй способ применяется для исследования тонких пленок толщиной до 10 мкм с энергией по- зитронов в пучке от 10 эВ до 50 кэВ. В этом случае стартовый сигнал генерируется вторичными элек- тронами, выбиваемыми из поверхности исследуемо- го образца позитронами, попадающими на образец. Свободные электроны далее ускоряются и направ- ляются к детектору электронов [11]. Метод β+γ-совпадений c применением моноэнер- гетического пучка обладает рядом преимуществ по сравнению с методом γγ-совпадений. В спектре времени жизни позитронов, собранном по методу β+γ-совпадений, отсутствуют нежелательные ком- поненты, вызванные источником позитронов и за- щитной пленкой источника. Также этот метод по- зволяет достичь более высокого временного разре- шения. Однако экспериментальные установки, в которых применяется моноэнергетический пучок позитронов, получаются сложными и дорогими. Спектрометр, разработанный в Институте при- кладной физики, создан на базе источника позитро- нов 22Na. Измерение времени жизни позитронов в спектрометре выполняется по методу β+γ-совпадений. В качестве стартового детектора применяется пролетный стартовый сцинтиллятор. Основной целью при проектировании спектрометра являлось создание достаточно простой и относи- тельно недорогой экспериментальной установки, которая бы имела преимущества перед установками, использующими метод γγ-совпадений. ISSN 1562-6016. ВАНТ. 2013. №2(84) 159 Рис. 1. Структурная схема спектрометра времени жизни позитронов 1.1. СТРУКТУРНАЯ СХЕМА СПЕКТРОМЕТРА Структурная схема спектрометра приведена на рис. 1. Во время работы источник позитронов 22Na с активностью 86 МБк выдвигается из защитного кон- тейнера в камеру ввода источника блоком пневма- тического управления. Камера ввода источника имеет радиационную защиту. Уровень радиацион- ного фона в рабочем помещении контролируется блоком контроля радиоактивного фона. На выходе из камеры ввода источника установлен коллиматор, который формирует пучок позитронов с энергиями в диапазоне от 0 до 540 кэВ. Этот пучок попадает в камеру анализа и проходит через пластмассовый стартовый сцинтиллятор типа NE102 с размерами Ø 25 мм × 80 мкм. Световые вспышки стартового сцинтиллятора через алюминиевый отражающий экран и стартовый световод попадают на фотокатод фотоэлектронного умножителя ФЭУ «Старт». Геометрия отражающего экрана выбрана таким образом, чтобы разница длин соседних траекторий фотонов от сцинтиллятора до световода ФЭУ «Старт» была минимальной. На вы- ходе ФЭУ «Старт» формируются импульсы, ампли- туда которых соответствует потерям кинетической энергии позитронов в теле стартового сцинтиллято- ра. После прохождения стартового сцинтиллятора позитроны попадают на исследуемый образец с раз- мерами Ø 25 × 1 мм. Непосредственно к образцу примыкает стоповый сцинтиллятор (Ø 25 × 12 мм), который регистрирует γ-кванты с энергией 511 кэВ, возникающие при аннигиляции электрон- позитронной пары в образце. Материал стопового сцинтиллятора – BaF2. Световые вспышки стопового сцинтиллятора че- рез стоповый световод попадают на фотокатод ФЭУ «Стоп», который генерирует стоповый импульс. Световоды, кроме основной функции передачи фо- тонов от сцинтиллятора к фотокатоду ФЭУ еще вы- полняют функцию вакуумного уплотнения в камере анализа. В спектрометре применяются ФЭУ типа XP2020Q. Источники питания ФЭУ ИВН1 и ИВН2 имеют повышенное напряжение питания, равное 2700 В, делители напряжения ФЭУ выполнены со- гласно рекомендациям в [12], при этом время нарас- тания напряжения на аноде ФЭУ уменьшается по сравнению со штатным, и в нашем случае это время составляет 2.2 нс. В камерах спектрометра поддер- живается давление на уровне 10-3 Па. Следует отметить, что для схемы спектрометра, приведенной выше, не все позитроны достигнут исследуемого образца. Позитроны с небольшой энергией (до 50 кэВ) будут аннигилировать в теле стартового сцинтиллятора и будут источником не- желательной компоненты в спектре времени жизни. Приближенный расчет показал, что при толщине стартового сцинтиллятора, равной 80 мкм, относи- тельный вклад этой компоненты в спектр будет со- ставлять ≈ 0,7 %. Таким образом, в разработанном спектрометре в спектре времени жизни будет присутствовать толь- ко одна нежелательная компонента, и ее относи- тельный уровень оказывается меньшим в сравнении с компонентой, вызванной защитной пленкой ис- точника позитронов при методе γγ-совпадений [8]. Компонента аннигиляции в теле источника пози- тронов, которая присутствует в спектре при методе γγ-совпадений [8], в разработанном спектрометре отсутствует вообще. Кроме позитронов на стартовый сцинтиллятор будут попадать γ-кванты с энергией 1.274 и 0.511 МэВ, испускаемые источником позитронов. Была рассчитана вероятность принятия ложного решения об акте аннигиляции позитрона в образце, в случае прохождения этих квантов через стартовый сцинтиллятор и образец с помощью программного пакета PENELOPE [13]. Эта вероятность не превы- шает 10-4. Стартовый сцинтиллятор 160 ISSN 1562-6016. ВАНТ. 2013. №2(84) 1.2. СХЕМА РЕГИСТРАЦИИ ИМПУЛЬСОВ Временное разрешение спектрометра определя- ется не только геометрией экспериментальной уста- новки, но и способом извлечения информации о времени жизни позитронов из электрических сигна- лов, генерируемых ФЭУ. В последнее время в спектрометрах времени жизни позитронов широкое применение нашли цифровые осциллографы [7] и сверхбыстродейст- вующие дигитайзеры [8]. В отличие от популярной ранее аналоговой схемы извлечения времени между стартовым и стоповым импульсами [5], применение цифрового осциллографа или дигитайзера позволяет записывать временные регистрации в компьютер и затем выбирать наиболее оптимальный алгоритм обработки этих реализаций. Соответственно можно получить лучшее временное разрешение по сравне- нию с аналоговым методом. Для регистрации стартового и стопового им- пульсов в разработанном спектрометре применяется цифровой осциллограф типа Rigol DS1302CA с по- лосой пропускания 300 МГц и временем выборки 500=Δt пс. Схема регистрации импульсов (рис. 2) создает сигнал, удобный для регистрации осцилло- графом, а также вырабатывает импульс синхрониза- ции осциллографа при возникновении полезного события. Схема построена с применением стандарт- ных блоков фирмы ORTEC. Импульсы с выхода ФЭУ «Стоп», соответст- вующие энергии γ-кванта, равной Eγ = 511 кэВ, имеют достаточно большую амплитуду, их можно подавать на вход осциллографа без дополнительно- го усиления. При прохождении позитронами стар- тового сцинтиллятора на фотокатод ФЭУ «Старт» попадает только несколько фотонов. Поэтому ам- плитуда импульса с выхода ФЭУ «Старт» мала, она равна 20…30 мВ. Этот сигнал усиливается регули- руемым усилителем U1. После усиления стартовые импульсы задерживаются на время Td = 50 нс лини- ей задержки L1. Далее задержанный стартовый и стоповый импульсы суммируются пассивным сум- матором Σ и подаются на вход канала вертикального отклонения осциллографа CH1. Коэффициент уси- ления U1 выбирается таким, чтобы амплитуды стар- тового и стопового импульсов на входе сумматора были примерно одинаковыми. Сигнал синхронизации осциллографа TRIG вы- рабатывается схемой в том случае, если произойдут два события (совпадение): появятся стоповый им- пульс и задержанный стартовый импульс. Верхний и нижний пороги дифференциальных дискримина- торов D1 и D2 настроены на обнаружение этих со- бытий. Триггер DT1 срабатывает в случае одновре- менного существования двух импульсов. Выход DT1 подключен к входу внешней синхронизации осциллографа TRIG. При наличии сигнала внешней синхронизации осциллограф записывает временную реализацию, состоящую из первого, стопового, и второго, стар- тового, импульсов. Временная реализация из осцил- лографа передается в персональный компьютер для дальнейшей обработки. Рис. 2. Схема регистрации импульсов 2. ОПРЕДЕЛЕНИЕ ВРЕМЕННОГО РАЗРЕШЕНИЯ СПЕКТРОМЕТРА В спектрометрах, использующих метод γγ-совпадений, для определения временного разре- шения ΔT0,5 (полной ширины на полувысоте пика мгновенных совпадений) обычно применяется ра- дионуклид 60Co, который устанавливается вместо источника позитронов 22Na [7]. Для метода β+γ-совпадений таким способом воспользоваться нельзя. В нашем случае для определения ΔT0,5 была соб- рана экспериментальная установка (рис. 3), имити- рующая работу спектрометра. Здесь ФЭУ принима- ет темновые импульсы ФЭУ с амплитудой пример- но 50 мВ. Сигнал с выхода динода ФЭУ имитирует слабый стартовый импульс. Этот сигнал формиру- ется усилителями U1 и U2 и задерживается линией задержки L1 на Td = 50 нс. Стоповый и задержан- ный стартовый импульсы подаются на пассивный сумматор. С выхода сумматора сформированный сигнал подается на вход канала вертикального от- клонения осциллографа. ФЭУ ХР2020Q ФЭУ ХР2020Q ISSN 1562-6016. ВАНТ. 2013. №2(84) 161 Рис. 3. Экспериментальная схема для определения временного разрешения спектрометра Для выполнения эксперимента было зарегистри- ровано K=5000 временных реализаций со стоповым и задержанным стартовым импульсами. Пример одной реализации sk(i) приведен на рис. 4, где k = 1,…,K – номер реализации, i = 1,…,N − номер текущей выборки в реализации. В нашем случае N=200. Рис. 4. Регистрация пары импульсов цифровым осциллографом. Время выборки осциллографа 500t =Δ пс. Стартовый импульс имеет менее крутой передний фронт по сравнению со стоповым импульсом из-за ограниченной полосы пропускания усилителя U2 Целью эксперимента являлось получение рас- пределения оценок времени задержки kTd ∧ , созда- ваемого линией задержки L1 (см. рис. 3): kkk T1T2Td ∧∧∧ −= , (5) где kT1 ∧ и kT2 ∧ − оценки моментов времени появле- ния стопового и стартового импульсов соответст- венно для k-й реализации (см. рис. 4). Для этого в каждой реализации (i)sk выделяются две подпос- ледовательности s1k(i) и s2k(i), соответствующие стоповому и стартовому импульсам. Здесь i=i1,…,i2 и i*=i3,…,i4. Эти подпоследовательности соответствуют отрезкам времени ΔT1 и ΔT2. Основная идея алгоритма заключается в получе- нии из K подпоследовательностей s1k(i) и s2k(i*) оценок формы стопового Ŝ1(j) и стартового импуль- сов Ŝ2(j) с временной дискретой ΔtL, в L раз мень- шей времени выборки осциллографа Δt, где L − целое число. Здесь j = 1,…, L·N. Назовем L ко- эффициентом расширения. Необходимым условием эффективности оценок Ŝ1(j) и Ŝ2(j) является условие неизменности форм стопового и стартового импуль- сов за время сбора K реализаций. Такое условие обычно выполняется, так как после прогрева элек- тронной аппаратуры спектрометра передаточные функции цепей формирования импульсов можно считать постоянными. Кроме того, получение оце- нок Ŝ1(j) и Ŝ2(j) с меньшей временной дискретой ΔtL возможно по той причине, что время выборки не- прерывного сигнала аналоговым устройством вы- борки-хранения цифрового осциллографа составля- ет 5…10 пс. Имея оценки Ŝ1(j) и Ŝ2(j), можно рассчитать оценки kT1 ∧ и kT2 ∧ методом минимизации средне- квадратичной ошибки. Метод расчета оценок kT1 ∧ и kT2 ∧ однотипный, поэтому далее описывается про- цедура получения оценки k1T ∧ : L j k m1 Δt}2m1)](jS1(j)[sl1argmin{kT1 ⋅∑ −−= ∧∧ (6) при sl1k(j )≠ 0, где j = (i1-P1)·L, … , (i2+P1)·L; P1 = i2-i1, m1 = i1·L, … ,i2·L. В выражении (6) sl1k(j) − подпоследовательность, полученная из s1k(i) и «растянутая» в L раз. Она формируется следующим образом: 0k * * k k sl1 (j) U , j (i1 P1) L,...,(i2 P1) L, sl1 (L i ) s1 (i ), i i1,...i2, = = − ⋅ + ⋅ ⋅ = = (7) где U0 – средний уровень напряжения на входе ос- циллографа при отсутствии импульсов (см. рис. 4). m1 в выражении (4) представляет собой коорди- нату сдвига оценки формы Ŝ1(j) относительно sl1k(j). Размер массива sl1k(j) равен 2·L·P1, а размер массива оценки формы Ŝ1(j) равен L·P1. На рис. 5 приведена иллюстрация взаимного положения sl1k(j) и Ŝ1(j – m1). Рис. 5. Иллюстрация к выражению (4). Здесь L = 4 ФЭУ ХР2020Q кэВ 162 ISSN 1562-6016. ВАНТ. 2013. №2(84) В сформированных рядах sl1k(i) сохраняется ин- формация о форме импульса, но исключается ин- формация о флуктуациях сигнала, вызванных отра- жениями импульса в длинных линиях (например, на интервале i2 … i3 временной реализации sk(i), см. рис. 4). Вычисление оценки формы импульса Ŝ1(j) вы- полняется с использованием свойств дискретного преобразования Фурье (ДПФ). Сравнительный ана- лиз фазовых спектров двух реализаций, например, sk(i) и sk+1(i) позволяет выполнить временной сдвиг реализации sk+1(i) относительно реализации sk(i), а сравнительный анализ амплитудных спектров этих реализаций позволяет выполнить правильное ам- плитудное масштабирование выборок sk+1(i) относи- тельно выборок sk(i). Процедура вычисления Ŝ1(j) следующая. 1. Вначале выполняется формирование K рядов sp1k(i) со сдвигом ishift из подпоследовательностей s1k(i): ⎪ ⎩ ⎪ ⎨ ⎧ −> −< −<<−− = shift0 shift0 shiftshiftshift k k ii2i ,U ii1i ,U ii2iii1),ii(s1 )i(sp1 , (8) где i = 1, … , N. В нашем случае N = 200. Сдвиг ishift позволяет сдвинуть ряды s1k(i) так, чтобы миниму- мы рядов sp1k(i) (где k = 2,…,K) имели координату, совпадающую с минимумом ряда s11(i): ⎩ ⎨ ⎧ >− = = 1k,ii 1k, 0 i min 1 min k shift , (9) где ))i(1s(mini * k i min k * = , а ))i(1s(mini * 1 i min 1 * = . 2. Для каждого ряда sp1k(i) выполняется ДПФ. Назовем амплитудный спектр ряда sp1k(i), как AS1k(l), а фазовый спектр, как FS1k(l), где l = 1, … , N/2. Спектральная компонента AS1k(1), соответствующая постоянной составляющей, при- равнивается нулю. 3. Вычисляется номер спектральной составляю- щей lmax, соответствующей максимальной скорости изменения сигнала, отраженного в ряде sp1k(i): )]l(1ASl2[maxargl k l max ⋅⋅= π , (10) где l = 1, … , N/2. Обычно амплитуды спектральных составляющих спектра AS1k(l) плавно уменьшаются с увеличением частоты, поэтому выражение в квадратных скобках (10) имеет один максимум. 4. Поочередно рассчитываются разности фаз ме- жду фазочастотным спектром первой реализации и спектрами последующих реализаций: )(lFS1)(lFS11Δ max1maxkk −=ϕ (11) и целочисленный сдвиг Δnk ряда sp1k(i) относитель- но ряда sp11(i) при временной дискрете LtΔ : ] l2π LN1Δ[n1 max k k ⋅ ⋅⋅ = ϕ Δ . (12) Здесь k = 2,…, K, Δφ1 = 0, τ1=0, [ ] – квадратные скобки обозначают преобразование к целому числу. 5. Поочередно рассчитываются коэффициенты масштабирования рядов sp1k(i): ∑ ∑ = == max max l 2l k l 2l 1 k (l)AS1 (l)AS1 KS . (13) Здесь k = 2,…, K, KS1 = 1. 6. Обнуляются два вспомогательных массива V(j) и C(j), где j = 1,…, L·N, и, далее заполняются сле- дующим образом: k k k k k k k k k k k V(i× L+ Δn1 )= sp1 (i), V(i× L+ Δn1 )= 0, C(i× L+ Δn1 )= 1, V(i× L+ Δn1 )=V(i× L+ Δn1 )+ +KS × sp1 (i), V(i× L+ Δn1 ) 0, C(i× L+ Δn1 )= C(i× L+ Δn1 )+1. ⎧ ⎛ ⎪ ⎜ ⎝⎪ ⎪ ⎛⎨ ⎜⎪ ≠⎜⎪ ⎜⎪⎝⎩ (14) Здесь k = 1,…, K. Таким образом, в членах массива V(j) накаплива- ется сумма значений рядов sp1k(i), попадающих в координату j, а в членах массива C(j) подсчитывает- ся количество попаданий в эту координату. В нашем случае при регистрации K = 5000 временных реали- заций заполнение массива C(j) было примерно рав- номерным, со средним количеством счетов в коор- динатах значащих отсчетов массива V(j), равным 210. 7. Рассчитывается оценка формы Ŝ1(j): )j(C )j(V)j(1S = ∧ . (15) В выражении (12) должна существовать одно- значная связь между фазовым сдвигом Δφ1к и цело- численным сдвигом Δn1k при коэффициенте расши- рения L. Можно доказать, что такая связь существу- ет только в том случае, если во временной реализа- ции s1k(i) найдется хотя бы один отрезок времени, для которого разность между соседними отсчетами превышала L (см. рис. 4). В данной работе это дока- зательство не приводится. В нашем эксперименте коэффициент расшире- ния принят равным L = 50 (ΔtL = 10 пс). Условие, приведенное выше, выполняется только для стопо- вого импульса s1k(i), но для стартового импульса s2k(i*) это условие не выполняется. Поэтому форма Ŝ1(j) вначале была рассчитана при L = 25, а затем для достижения L = 50 была выполнена линейная интерполяция между соседними отсчетами. Оконча- тельно, после вычисления оценок форм Ŝ1(j) и Ŝ2(j), согласно (15), была выполнена их очистка от помехи типа «белый шум» методами винеровской фильтра- ции. Результаты расчетов приведены на рис. 6. Оценки форм Ŝ1(j) и Ŝ2(j) импульсов приведены на рис. 6,а и б, оценки времен k1T ∧ и k2T ∧ − на рис. 6, в и г. Количество оценок k1T ∧ и k2T ∧ меньше, чем K = 5000. Небольшая часть временных реализаций sk(i) была исключена из анализа по причине наложе- ния импульсов на интервалах ΔT1 и ΔT2 (см. рис. 3). Для отбраковки временных реализаций применялась пороговая обработка выражения (6) в квадратных скобках. На рис. 6,д приведена разность оценок kkk T1T2Td ∧∧∧ −= , а на рис. 6,е − распределение оценок ISSN 1562-6016. ВАНТ. 2013. №2(84) 163 kTd ∧ . Из последнего графика видно, что временное разрешение ΔT0,5 составляет 110 пс. Анализ конструкции спектрометра приводит к выводу, что фактическое временное разрешение спектрометра ожидается порядка 120 пс. Причина ухудшения временного разрешения − разница меж- ду длинами соседних траекторий фотонов от стар- тового сцинтиллятора к ФЭУ «Старт». ВЫВОДЫ Представленный спектрометр времени жизни позитронов позволяет измерить концентрации различных видов дефектов вакансионного типа с размерами 1 … 10 нм и исследовать их поведение в различных материалах, в частности, в сплавах на основе циркония и нержавеющих сталей. Способ измерений методом β+γ-совпадений, примененный в данном спектрометре, имеет пре- имущества в сравнении с методом γγ-совпадений. Во-первых, при использовании пучка позитронов, в спектре времени жизни позитронов исчезает неже- лательная компонента, вызванная аннигиляцией позитронов в теле источника позитронов. Во- вторых, при изменении толщины стартового сцин- тиллятора появляется возможность исследовать ан- нигиляцию позитронов в разных слоях образца, на- чиная от приповерхностных слоев толщиною 5…10 мкм и заканчивая слоями, расположенными на глубинах до 100 мкм. Такие работы в будущем представляют несомненный интерес. Разработанный новый алгоритм расчета времени жизни позитронов имеет преимущества по сравне- нию с традиционными алгоритмами. В настоящее время, при обработке временных реализаций, заре- гистрированных осциллографами либо дигитайзе- рами, для вычисления момента появления импульса пользуются либо корреляционными методами [7], либо аппроксимацией гладкими функциями: пара- болической [8], гауссовской [6] и т. п. В данной ра- боте реальная форма импульса вычисляется стати- стическими методами с высоким временным разре- шением, существенно превышающим быстродейст- вие цифрового регистратора. Такой метод позволяет уменьшить разброс оценок моментов появления импульсов и, следовательно, повысить временное разрешение спектрометра. Рис. 6. Результаты расчета временного разрешения БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК 1. В.Н. Воеводин. Конструкционные материалы ядерной энергетики – вызов 21 века // ВАНТ. Серия «Физика радиационных повреждений и радиацион- ное материаловедение». 2007, №2, с. 10-22. 2. M.J. Puska, R.M. Nieminen. Theory of positrons in solids and on solid surfaces // Reviews of Modern Physics. 1994, v. 66, p. 841-897. 3. M. Eldrup, D. Lightbody, and J.N. Sherwood. The temperature dependence of positron lifetimes in solid pivalic acid // Chemical Physics. 1981, v. 63, №1-2, p. 51-58. 4. T. Goworek. Positronium as a Probe of Small Free Volumes // Journal of Nuclear and Radiochemical Sciences. 2000, №1, p. 11-13. 5. D. Bosnar, Zs. Kajcsos, L. Liszkay, L. Lohonyai, P. Major, S. Bosnar, C. Kosanovic, B. Subotic. Digitized positron lifetime spectrometer for simultaneous recording of time and energy information // Nuclear Instruments and Methods in Physics Re- search. 2007, v. A 581, p. 91-93. 6. J. Nissila, K. Rytsola, R. Aavikko, A. Laakso, K. Saarinen, P. Hautojarvi. Performance analysis of a digital positron lifetime spectrometer // Nuclear Instru- ments and Methods in Physics Research. 2005, v. A 538, p. 778-789. 164 ISSN 1562-6016. ВАНТ. 2013. №2(84) 7. K. Rytsola, J. Nissila, J. Kokkonen, A. Laakso, R. Aavikko, K. Saarinen. Digital measurement of posi- tron lifetime // Applied Surface Science. 2002, v. 194, p. 260-263. 8. F. Becvar, J. Cızek, I. Prochazka, J. Janotova. The asset of ultra-fast digitizers for positron-lifetime spec- troscopy // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research. 2005, v. A 539, p. 372-385. 9. W. Bauer, K. Maier, J. Major, H.-E. Schaefer, A. Seeger, H.-D. Carstanjen, W. Decker, J. Diehl, and H. Stoll. The positron beam at the stuttgart pelletron accelerator and its applications to β+γ positron lifetime measurements // Applied Physics A: Materials Science & Processing. 1987, v. 43, №4, p. 261-267. 10. H. Schneider, A. Seeger, A. Siegle, H. Stoll, I. Billard, M. Koch, U. Lauff, and J. Major. Positronium chemistry studied by AMOC measurements using a relativistic positron beam // Journal de Physique IV. 1993, C4, 11, v. 3, p. 69-76. 11. D.W. Gidley, Hua-Gen Peng, R.S. Vallery. Posi- tron annigilation as a method to characterize porous materials // Annual Review of Material Research. 2006, v. 36, p. 49-79. 12. F. Becvar, J. Cızek, L. Lestjak, I. Novotny, I. Prochazka, F. Sebesta. A high-resolution BaF2 posi- tron-lifetime spectrometer and experience with its long- term exploitation // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research. 2000, v. A 443, p. 557-577. 13. F. Salvat, J.M. Fernandez-Varea. Overview of physical interaction models for photon and electron transport used in Monte Carlo codes // Metrologia. 2009, v. 46, p. 112-138. Статья поступила в редакцию 17.12.2012 г. ЦИФРОВИЙ СПЕКТРОМЕТР ЧАСУ ЖИТТЯ ПОЗИТРОНІВ НА ОСНОВІ МЕТОДУ β+γ-СПІВПАДІННЯ А.Б. Дудник, О.М. Бугай, В.Ю. Жовклий, О.І. Кульментьєв, В.Ю. Сторіжко, О.І. Чемерис Представленщ попередні результати розробки цифрового спектрометра часу життя позитронів в Інституті прикладної фізики НАН України, м. Суми. Відмінною рисою даного спектрометра є вимірювання часу життя позитронів на основі β+γ-співпадіннь з використанням немоноенергетичного пучка позитронів. Такий спосіб вимірювання дозволяє суттєво зменшити рівень небажаних компонент у спектрі в порівнянні із загальноприйнятим методом γγ-співпадінь. Також представлено новий алгоритм обчислення часу життя позитронів, який дозволив зменшити часову роздільну здатність спектрометра до 120 пс. DIGITAL POSITRON LIFETIME SPECTROMETER BASED ON THE METHOD OF β+γ-COINSIDENCE A.B. Dudnyk, A.N. Bugay, V.J. Zhovkly, A.I. Kul’ment’ev, V.E. Storizhko, A.I. Chemeris Preliminary results of development of digital positron lifetime spectrometer at the Institute of Applied Physics of NAS of Ukraine are presented. The feature of this spectrometer is β+γ-coincidences measurement of positron life- time with the use of nonmonoenergetic positron beam. Such way allows us to decrease a level of parasitic compo- nents in spectrum in comparison with routine γγ-coincidence technique. New algorithm of positron lifetime calcula- tion is also proposed. It permits to reduce the spectrometer time resolution to 120 ps.

Цифровой спектрометр времени жизни позитронов на основе метода β⁺γ-совпадений

Institution

Ähnliche Einträge