Fysiska institutionen, UDIF. Laboration 7 Neutronaktivering och Halveringstidsbestämning

Transkript

1 Fysiska institutionen, UDIF Laboration 7 Neutronaktivering och Halveringstidsbestämning

2 LABORATION 7 NEUTRONAKTIVERING OCH HALVERINGSTIDSBESTÄMNINGAR UPPGIFT 1 a. Studier av GM-rörets funktion. b. Framställning av silverisotoperna 108 Ag och 110 Ag och bestämning av halveringstiderna för deras sönderfall. 2. Bestämning av halveringstiden för den naturligt -radioaktiva gasen 220 Rn. 3. Undersökning av dimkammare. TEORI Se också motsvarande avsnitt i aktuell kurslitteratur. Strålning och doser Strålning kan delas in i två grupper: Laddade partiklar Joner (räckvidd upp till några cm i luft) -partiklar (upp till några cm i luft) Protoner (upp till några dm i luft) Elektroner (β - - partiklar) (upp till några meter i luft) m.m.... Icke-laddade partiklar Neutroner (väldigt långt i luft) -strålning (väldigt långt i luft) m.m.... Storheter som används i samband med strålning är absorberad dos (D) och ekvivalent dos (H). Dessa är relaterade enligt HT = DT wr, där DT är medelvärdet av den absorberade dosen i organet T, HT är ekvivalent dos för organet T, och wr är strålningens viktningsfaktor. Några exempel på wr-värden som normalt används: 20 för -partiklar och tunga joner, 10 för de flesta neutroner, 5 för protoner, och 1 för fotoner och elektroner. De enheter som används är: Storhet SI-enhet Gammal enhet Absorberad dos J kg -1 = Gray (Gy) 1 rad = 0,01 Gy Ekvivalent dos J kg -1 = Sievert (Sv) 1 rem = 0,01 Sv Copyright 2014, UDIF, Lunds universitet 2

3 För att beräkna den effektiva dosen, E, som ett organ eller vävnad utsatts för används E = wt HT, där wt är en viktningsfaktor. För t.ex. hud är wt = 0,01. Ungefärliga siffror över exponeringen från olika strålkällor i Sverige (medeltal per person) (från Strålsäkerhetsmyndigheten): Källa Exponering (msv/år) Kosmisk strålning 0,3 Mark och byggnadsmaterial 0,6 K-40 i den egna kroppen 0,2 Radon inomhus 0,8 Medicinska undersökningar 0,9 Mat (naturligt förekommande ämnen) 0,2 Kärnvapenprov < 0,1 Kärnkraftverk < 0,1 Totalt 3,0 Gränsvärdena i Sverige är fastställda av Strålsäkerhetsmyndigheten (SSM) på rekommendationer av The International Commission on Radiological Protection (ICRP). Gränsvärdena gäller utöver de ovanstående doserna, bakgrunden utgör alltså en nollnivå. Man skiljer på folk som jobbar med strålning dagligen och allmänheten. De olika gränsvärdena är Anställda 100 msv inom en 5 års period, men inte högre än 50 msv på ett enskilt år. Allmänheten 1 msv per år utslaget över 5 år. För studenter finns det speciella regler, här är gränsvärdet 6 msv per år. En stark rekommendation är att hålla doserna så låga som möjligt, man bör därför tänka på strålskydd: Använd 1/r 2 förhållandet Inneslut det radioaktiva preparatet i en behållare som stoppar strålningen om det inte används. Man får inte äta eller dricka i ett radioaktivt lab Tvätta händerna efter att du handskats med radioaktiva preparat Den intresserade kan titta mer på: Copyright 2014, UDIF, Lunds universitet 3

4 Gasfyllda detektorer Denna typ av detektorer består av ett elektriskt fält (en anod och en katod) i en gas, d.v.s. en kondensator. Då en partikel passerar gasen kan denna joniseras, de positiva jonerna kommer att driva mot katoden och elektronerna mot anoden så att en elektrisk ström (en jonisationsström), se figur 1, erhålls. Det finns tre huvudtyper av gasfyllda detektorer: jonisationskammare, proportionalräknare och Geiger-Müller räknare. Jonisationskammaren En partikel som passerar gasen kan jonisera denna. Med en lämplig spänning över kammaren kan jon-paret (positiv jon + elektron) separeras och laddningarna driver då mot katoden resp anoden och en jonisationsström erhålls. Denna ström kommer att vara direkt proportionell mot den ursprungliga jonisationen, och om partikeln stannat i kammaren mot dess energi. Se figur 1. Proportionalräknaren Denna har ett starkare elektriskt fält än jonisationskammaren. Detta erhålls bland annat genom att anoden utgörs av en tråd och katoden av en cylinder, se figur 2. Det starkare fältet medför att elektronerna från den ursprungliga jonisationen får tillräckligt stor energi för att också kunna jonisera, samtidigt som de driver mot anoden. Man kommer på detta sätt få en elektronlavin (eng. avalanche ), dvs en förstärkning av den ursprungliga jonisationen, se figur 3. Man använder spänningar så att denna multiplikation blir proportionell mot den ursprungliga jonisationen. Utpulsens amplitud kommer då att vara proportionell mot partikelns jonisationsförmåga, se figur 4. Geiger-Müller räknaren (eller GM-röret) Denna har samma uppbyggnad som proportionalräknaren. Skillnaden är att här används ett ännu starkare elektriskt fält, så att elektronlavinen själv kan starta en annan lavin. Därmed fås större pulser, vilka dock inte ger någon information om strålningens energi. Då denna detektor är viktigast för laborationen kommer den att beskrivas mer i detalj. Geigerurladdningen Vid en typisk lavin från en ursprunglig elektron skapas, förutom de sekundära jonerna, även flera exciterade gasmolekyler genom elektronkollisioner. Väldigt snabbt (inom några ns) återgår de exciterade molekylerna till sina grundtillstånd genom emission av fotoner i det synliga eller ultravioletta området. Om någon av dessa fotoner växelverkar genom fotoelektrisk absorption i något annat område av gasen, eller vid katodytan, frigörs en ny elektron som kan driva mot anoden och ge en ny lavin. Dessa fotoner ger alltså en kedjereaktion som fortskrider Copyright 2014, UDIF, Lunds universitet 4

5 snabbt, en s.k. Geigerurladdning, se figur 5. Urladdningen stoppas av de positiva jonerna som skapas samtidigt med elektronerna i lavinen. Jonerna rör sig mycket långsamt och är i princip orörliga under den tid som det tar att samla in elektronerna vid anoden. När tillräckligt många positiva joner samlats kommer de att ändra på det elektriska fältet i röret, och eftersom gasmultiplikationen kräver ett visst minsta elektriskt fält för att äga rum, kommer denna ändring medföra att urladdningen stoppas. Detta kommer alltid att ske då samma mängd laddning skapats, och därför får alla utpulser samma storlek. Fyllnadsgaser och kvävning Gaser som bildar negativa joner måste undvikas. Huvudkomponenten brukar vara en ädelgas, t.ex. helium eller argon, och som andra komponent någon sorts gas som används till kvävning. Om man enbart har t ex argon i GM-röret kommer alla positiva joner att vara av samma sort. Då den primära urladdningen stoppats driver dessa mot katoden där de neutraliseras genom att kombinera med elektroner från katodytan. Då frigörs en viss mängd energi som om den är tillräckligt stor kan frigöra ytterligare en elektron, som kommer driva mot anoden och ge en full urladdning o.s.v. En kontinuerlig serie av pulser kommer att erhållas. För att undvika detta vill man kväva dessa falska laviner. Två olika sätt kan användas: 1) Yttre kvävning - spänningen över röret reduceras en kort stund efter varje puls. 2) Inre kvävning - ytterligare en komponent tillsätts till gasen i ca 5-10 % relativ koncentration. Denna komponent ska ha lägre jonisationspotential och en mer komplex struktur än huvudkomponenten. De positiva jonerna av huvudkomponenten kommer att kollidera med dessa neutrala gasmolekyler då de driver mot katoden. Vid dessa kollisioner kan positiva laddningar överföras till kvävningsgasmolekylerna. De positiva jonerna har alltså neutraliserats och i stället kommer de positiva jonerna av kvävningsgasen att driva mot katoden. Då dessa neutraliseras kommer överskottsenergin att gå till dissociation av de komplexa molekylerna istället för till elektronutslagning vid katodytan. Pulsprofil och dödtid GM-röret utgör en kondensator vilken kopplas i serie med en resistans så att en RCkrets erhålls, se figur 2. Pulsen har två huvudkomponenter: en snabb stigning, som motsvarar elektronernas insamling, och en mer långsam stigning, som svarar mot insamlingen av de positiva jonerna, se figur 6. Om resistansen var oändlig skulle pulsens maximalvärde uppnås efter hela joninsamlingstiden, dvs en väldigt lång tid. Då man istället önskar en maximal räknehastighet väljs en resistans så att Copyright 2014, UDIF, Lunds universitet 5

6 tidskonstanten blir ca 100 s. Största delen av jonernas del av kurvan kapas då men pulsen blir ändå tillräcklig, eftersom så stora laddningar frigörs i urladdningen. Omedelbart efter en urladdning är det elektriska fältet så förändrat att en annan joniserande partikel som passerar inte kommer att kunna observeras; fältet är för lågt för att kunna ge gasmultiplikation. Röret är dött för strålning. Dödtiden för GMröret definieras som tiden mellan initialpulsen och tiden då en andra Geigerurladdning, oavsett storlek, kan utvecklas. Denna tid är typiskt s. Tiden som krävs för att röret ska återgå till sitt ursprungstillstånd (en puls med full amplitud skall kunna utvecklas) kallas återhämtningstid ( recovery-time ), se figur 7. Geigerplatå För att använda GM-röret krävs sådana arbetsvillkor för röret att varje puls registreras. Dessa väljs genom att man tar upp en platåkurva med hjälp av en strålningskälla (t.ex. ett radioaktivt preparat) som med konstant hastighet ger urladdningar i röret. Denna räknehastighet studeras som funktion av den yttre pålagda spänningen. Då spänningen ökas ökar även medelpulsamplituden, ungefär proportionellt mot den pålagda spänningen minus den minsta spänning som krävs för en urladdning. Om den minsta amplitud som krävs för registrering (räknarens tröskel) kräver en spänning S, enl figur 8, kommer inga pulser att registreras då den yttre spänningen är mindre än S men alla pulser registreras då den är större än S, därav det abrupta hoppet i kurvan. Ytterligare ökning av spänningen ökar amplituden hos pulserna men ej antalet räknade händelser. En platå erhålls. Om den yttre spänningen är tillräckligt hög slutar platån abrupt, ty då startar ett läge i röret med kontinuerlig urladdning. Detta kan fördärva röret och därför ska spänningen reduceras snabbt när man når hit. Arbetsspänning väljs så att den är precis tillräckligt långt upp på platån så att man är säker på att man nått den flata delen. Neutronkällan Som neutronkälla används vid laborationen ett Ra-Be-preparat, se figur 9. Den intressanta reaktionen i detta fall är: 9 Be α 12 C n 5,708MeV Då -partiklarna från sönderfallande Ra och dess dotterprodukter har energier (E ) från 4,777 MeV upp till 5,998 MeV kommer neutronen att ha energier från några MeV upp till 11,7 MeV. Detta är s.k. snabba neutroner. Eftersom vi vill ha termiska neutroner med E 0,025 ev måste de snabba neutronerna Copyright 2014, UDIF, Lunds universitet 6

7 bromsas ner till termisk energi. Detta kan åstadkommas genom elastiska och inelastiska kollisioner med atomkärnor. För att vid varje elastisk stöt kunna överföra så stor energi som möjligt, bör det nedbromsande materialet bestå av lätta kärnor - allra helst vätekärnor. På grund av otympligheten med att handskas med vatten (det dunstar och förorenas lätt) används paraffin. Det behövs ca 5,5 cm paraffin för att termalisera en snabb neutron. Eftersom neutronen är oladdad joniserar den inte materia. Räckvidden blir då i princip oändlig. Däremot kan neutronen växelverka med atomkärnor, varvid joniserande strålning utsänds. Man eliminerar strålningsriskerna genom att omge neutronkällan med en skärm av ett neutronabsorberande material, t.ex. kadmium eller bor. För bor är det följande kärnreaktion som är intressant: 10 B n 7 Li α 2,79MeV Man får alltså den stabila 7 Li och en -partikal som stoppas i några cm luft. Ett kvarstående problem är den -strålning som kommer från 226 Ra och dess dotterprodukter, från infångning av neutroner samt från 12 C som ibland lämnas i ett exciterat tillstånd som övergår till grundtillståndet genom att sända ut en foton. strålningen klaras av med hjälp av ett blylager samt sand och betong. Omedelbart intill röret har man mätt upp strålningen till 10 Sv/h. Framställning av 108 Ag och 110 Ag och bestämning av halveringstiderna för deras sönderfall Vid försöket framställs 108 Ag och 110 Ag via följande två reaktioner: 109 Ag n 110 Ag γ 107 Ag n 108 Ag γ De bildade silverisotoperna sönderfaller (till största delen) enligt: 110 Ag 110 Cd e 108 Ag 108 Cd e Neutronerna (n) fås från ett Ra-Be-preparat. De görs termiska med hjälp av Copyright 2014, UDIF, Lunds universitet 7

8 paraffinblock. Om N är antalet atomer av den ena radioaktiva silverisotopen, gäller under bestrålningstiden att N R t e 1 (1) där R är en produktionsterm som antas vara konstant, t är tiden under vilken silvret har blivit aktiverat och λ är sönderfallskonstanten, som beror på silvrets halveringstid ln 2 (2) T 1 2 Bestrålningen upphör vid tiden t0. Vid tiden (t-t0) efter bestrålningens upphörande är antalet instabila kärnor (se figur 10): N R t0 tt0 1 e e (3) Nu består silverblecket av två isotoper, men detta kommer inte att ändra något i formlerna ovan, eftersom de två isotoperna bildas och sönderfaller oberoende av varandra. (Man får två formler av varje sort.) Bestrålningstiden bör väljas så lång att termen e -t i samband (1) blir mindre än 0,01 för den långsammast sönderfallande. Då silverblecket efter bestrålningen placeras på GM-röret, mäts en räknehastighet som är proportionell mot de två isotopernas sammanlagda aktivitet (efter korrektion för bakgrundsräknehastighet). Räknehastigheten avsätts i ett lin-log-diagram som funktion av tiden. På grund av att de båda halveringstiderna är så olika, kan en uppdelning i två linjära förlopp göras och halveringstiden, T1/2, samt sönderfallskonstanten,, beräknas för varje isotop. Bestämning av halveringstiden för 220 Rn 220 Rn (thoriumemanation) är det enda gasformiga ämnet i 232 Th:s sönderfallsschema (se bifogat schema för Th-serien). Man kan separera gasen från de övriga sönderfallsprodukterna t.ex. genom att med en gummiblåsa föra bort den från produktionsstället. Enligt figur 11 över apparatuppställningen pumpas gasen in i en jonisationskammare. Kammaren utgör detektor. Luften i kammaren joniseras av de utsända -partiklarna och man kan avläsa en ström på amperemetern. (Tänk efter hur 216 Po och 212 Pb kan Copyright 2014, UDIF, Lunds universitet 8

9 inverka på jonisationsströmmen med ledning av bifogade schema över Th-serien). Efter hand som den i kammaren innestängda gasmängden minskar så minskar också aktiviteten och därmed jonisationsströmmen. Avklingningstiden bestäms av halveringstiden för 220 Rn. Statistiska fel Då GM-räknaren registrerar ett antal pulser N under en viss tid är det en viss statistisk osäkerhet i detta tal. Om vi upprepar mätningen under identiska betingelser, får vi olika värden N1 Ni Nk som grupperar sig runt medelvärdet Nav. Denna fördelning av antal utfall av ett visst Ni är en Poissonfördelning. Standardavvikelsen, s, för en sådan fördelning är N av. Vid försöket mättes aktiviteten, dvs antalet pulser N under tiden t endast en gång, varför man inte känner Nav (medelvärdet av många försök, som går mot fördelningens väntevärde då antalet försök går mot oändligheten). Den bästa uppskattningen av Nav vi har med endast en mätning är N, varför standardavvikelsen approximeras med N. För inte alltför små värden på N (säg N>100), är detta en bra approximation. Aktiveteten blir alltså N N Exempel: Under 1 minut uppmättes 900 pulser med en GM-räknare. Aktiviteten är alltså 900 pulser/min. Det statistiska felet, standardavvikelsen s, blir alltså , varför aktiviteten blir pulser per minut. Copyright 2014, UDIF, Lunds universitet 9

10 FÖRBEREDELSEUPPGIFT 1) Hur lång tid måste 107 Ag och 109 Ag aktiveras, d.v.s. hur lång tid måste silverblecket minst bestrålas? Se avsnitt: Framställning av 108 Ag och 110 Ag och bestämning av halveringstiderna för deras sönderfall. UTFÖRANDE 1a) Upptagning av GM-rörets karakteristika görs varvid aktiviteten uppritas som funktion av spänningen över röret. Felstaplar inritas. Lämplig spänning på röret väljs för de fortsatta mätningarna. 1b) Bakgrundsmätning med oaktiverat silverbleck på GM-röret görs under 15 min. Silverblecket förs ner i neutronkällan. Aktivering görs under 20 min. Mätning av aktiviteten görs sedan med scaler och timer. Silverblecket aktiveras igen och mätningen upprepas ytterligare en gång. Räknehastigheterna vid varje tidpunkt korrigeras för bakgrundsstrålning. Därefter införs räknehastigheterna i ett lin-log-diagram som funktion av tiden. Statistiska medelfel inritas. En uppdelning i två linjära förlopp görs, och halveringstiderna beräknas. 2) Thoriumemanationen ( 220 Rn) införs i jonisationskammaren med hjälp av gummiblåsan. Samtidig registrering av jonisationsströmmen sker med hjälp av skrivare. Registreringen fortlöper tills jonströmmen minskat till i stort sett noll. Halveringstiden beräknas. 3) Dimkammare studeras. Copyright 2014, UDIF, Lunds universitet 10

11 Bestämning av GM-rörets arbetsspänning Spänning (V) Antal sönderfall / 30s (N) Osäkerhet ( N ) Copyright 2014, UDIF, Lunds universitet 11

12 Tabell för Neutronaktivering Intervall (s) t (s) M1 M2 A (s -1 ) A (s -1 ) s = 11m 35s Mi t B T Mätning i Tidsintervall (10, 30 eller 60 sekunder) Bakgrund Tid under vilken bakgrunden mättes A M 1 M 2t 2 B T A M M B t T A A (felstaplar!) avsätts som funktion av t (intervallmitt) i lin-log diagram Copyright 2014, UDIF, Lunds universitet 12