Espectrometría de Neutrones con Cristales de Centelleo ... · Este trabajo se ha recibido para su...
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J. L.
' t íl a
Toda correspondencia en relación con este trabajodebe dirigirse al Servicio de Documentación Biblioteca yPublicaciones, Junta de Energía Nuclear, Ciudad Univer-sitaria, Madrid-3, ESPAÑA.
Las solicitudes de ejemplares deben dirigirse aeste mismo Servicio.
Se autoriza la reproducción de los resúmenes ana-líticos que aparecen en esta publicación.
Este trabajo se ha recibido para su impresión enSeptiembre de 1.972
Depósito legal n2 M-33737-1972
Í N D I C E
I . INTRODUCCIÓN
II . DETECCIÓN DE NEUTRONES
11.1. Protones de retroceso
11.2. Correcciones Experimentales
III. RESPUESTA LUMINOSA DEL CRISTAL DE ESTILBENO
IV . DISCRIMINACIÓN NEUTRON-GAMMA
V . FUNCIÓN RESPUESTA A PROTONES
VI . ESPECTRO DE NEUTRONES
VII. DISCUSIÓN DE RESULTADOS
VII.1. Flujo monoenergetico
VII.2. Fuente Am-Be
VII.3. Reactor Rápido CORAL-I
VII.4. Conclusiones
- 1 -
I. INTRODUCCIÓN
Es bien conocido el uso de las técnicas de protón de retroceso para medir
distribuciones energéticas de flujos neutrónicos, basadas todas ellas en la di£
persión de los neutrones incidentes por núcleos de hidrógeno y la posterior de-
tección de estos.
Las dificultades en su utilización se debían a las complicadas correccio-
nes de los datos experimentales, que sólo han podido realizarse en un tiempo ój)
timo mediante el uso de un ordenador, y por otra parte, la sensibilidad de este
tipo de espectrómetros a radiación gamma de fondo, que acompaña casi invariabl£
mente a los flujos neutrónicos, y que hacia que estos detectores fueran de imp£
sible uso en problemas tan importantes como la medida de espectros en un reac-
tor nuclear.
Nuevas técnicas electrónicas, como son la discriminación de partículas
por la forma de los impulsos producidos por el detector, han resuelto este pro-
blema y permiten realizar espectroscopia de neutrones con contaminación por fon
do Y inferior al 1% .
Los tipos de detectores más usuales en estas medidas corresponden a conta
dores proporcionales de gas o ciertos compuestos orgánicos sólidos (estilbeno)
o líquidos (NE 213) que permiten realizar la separación n-y y mantienen una a_l_
ta eficiencia de detección para neutrones.
Dentro del programa de puesta a punto de técnicas de espectroscopia da
neutrones rápidos se ha montado un espectrómetro con cristales de estilbeno co-
mo cabeza de detección y en el que, mediante discriminación n-V por forma de -i
impulso, se han podido realizar las primeras medidas del espectro del reactor -
CORá.L-Is corroborando experimentalmente las predicciones teóricas.
- 2 -
Sin embargo, este tipo de detectores tiene un intervalo de energía de
aplicación superior a 500 kev, por lo cual no se cubre más que la zona superior
de los espectros de reactores rápidos, que pueden extenderse entre 1 kev y va-
rios Mev. Para energías inferiores a los centenares de kev parece más adecuado
los contadores proporcionales de gas, que a su vez son de poco rendimiento para
medir espectros duros por encima del Mev. El solapamiento y la complementaridad
de ambos tipos de detectores hacen muy adecuada su instalación conjunta y, ac-
tualmente, se está trabajando en este otro tipo de espectrómetros.
En los capítulos siguientes se describe el proceso de detección de neutro
nes en cristales orgánicosf la respuesta luminosa de éstos, la discriminación -
neutrón-gamma, la calibración del espectrómetro y algunos de los resultados más
indicativos de las posibilidades y campos de aplicación de estas técnicas de es
pectroscopía.
- 3 -
II. DETECCIÓN DE NEUTRONES
II.1. Protones de retroceso
La espectrometría de neutrones utilizando compuestos orgánicos está basa-
da en la propiedad de algunos de estos compuestos de centellears es decirs de -
emitir destellos de luz al paso de una partícula cargada por su interior, cuya
intensidad está en dependencia con la energía perdida por la partícula en su p_a
so por el compuesto»
Los neutrones no pueden evidentemente inducir dicho proceso, pero dado el
alto contenido en hidrógeno de estos compuestos, se producen choques elásticos
con dichos núcleos de hidrógeno en los que los neutrones les transfieren toda o
parte de su energía convirtiéndolos en partículas ionizantes, detectables por -
el propio compuesto en que se originan.
Estos núcleos así energizados son llamados protones de retroceso.
Las relaciones entre las distribuciones energéticas de neutrones inciden-
tes y protones de retroceso son fácilmente deducibles de las leyes del choque -
elástico (Ap. I, A-2; ees, A2.1, 2). En el caso de un flujo de N neutrones de
energía E ,o es
d
d
NP
EP
( N .o
A •
E
0
£
o
(E )o
s EP
EP
é
>
Eo
Eo
(II.1)
Y en el caso de un flujo <JS(E) da espectro continuo est
d N / 0(E) . A . £(E)P
d EP
4 -
d N
donde *— es el número de protones producidos con energía entre E y - - -d E p
E + dE , £"(E) es la eficiencia de detección y & el área expuesta al flujo inP Pcidente.
El objetivo de las medidas experimentales consiste precisamente en obtener
con la máxima precisión posible el espectro de protones de retroceso para dedu-
cir, a partir de las ees. (II. 1, 2) el espectro del flujo neutrónico incidente»
II.2. Deformaciones de la distribución experimental
La distribución de amplitud de impulsos obtenida en el analizador muítica
nal no concuerda directamente con la distribución energética de protones debido
a una serie de factores que intervienen en su detección y que alteran dicha di¿
tribución. El más importante es la no-linealidad entre la intensidad del deste
lio de luz producido por el compuesto y la energía perdida por el protón de re-
troceso. Este hecho lleva a la necesidad de calibrar previamente el detector,
a fin de determinar la amplitud de impulsos producidos por protones de energía
conocida. Este problema es tratado con detalle en la sección V. y allí se des-
criben las medidas realizadas para calcular dicha función.
Otra causa importante que deforma el espectro de protones es la detección
simultánea de neutrones y radiación gamma. La radiación gamma es detectada
principalmente a través del efecto Compton y, aunque la sección eficaz del efe£
to Compton es inferior a la de dispersión n-p, el mayor número de electrones en
la molécula de estilbeno que de núcleos de hidrógeno (8 veces más) hace que la
eficiencia de detección de fotones y y de neutrones sean del mismo orden. (Ta-
bla I)
_ 5 -
TABLA I
Energía
neutrón, Mev
1
2
5
10
Energía electrón
equiv. Mev (SÍ)
0.33
0,72
2.2
5.2
secc. ef.
x 8,
3.4
2.6
1.6
1.0
Gompton
barns
secc. ef. n-p
barns
4.2
2.9
1.6
0.94
(K) Electrón equivalente es aquel que produciría igual destello que un protón
de una energía dada (Sec. V ) .
Esta dificultad se ha resuelto al disponer de electrónica suficientemente
rápida para permitir la discriminación entre ambos tipos de partículas mediante
el análisis de la forma de impulso producido por un electrón o por un protón de
retroceso.
En la sección IV se describe el procedimiento experimental que permite
tal discriminación y obtener, por tanto, una distribución de impulsos debidos -
exclusivamente a protones de retroceso.
Una deformación importante se debe a la propia resolución del cristal y a
las fluctuaciones estadísticas de los procesos intermedios de detección. Esto
da lugar a una dispersión en las amplitudes de los impulsos y a que aparezcan
imprecisos los bordes, teóricamente bien definidos, de la distribución experi=
mental.
En la Fig. 1 se presentan espectros de protones debidos a flujos monoenej:
géticos de neutrones corregidos de las demás causas de deformación y puede apre_
ciarse que la distribución disminuye a cero sin discontinuidad. El valor teóri
co de energía máxima de los protones se atribuye al punto medio del borde de la
distribución.
- 6 -
Otros efectos que deforman el espectro teórico se deben a choques múlti-
ples de los neutrones con más de un protón, choques con los núcleos de carbono
y escapes de los protones por las caras del cristal, (JONES, D.W. and TOMS, M.
E.; 1971 ; SWA.RTZ, C.D. and OWEN, G.E.; 1960).
Tia) sin deformaciónb) escape por cara del cristalc) segundo choque con Hd) choqsscon Ce) no linealidad
2 3 4 5 6
Distribuciones teóricas de energía de protones
8 MeV
En el caso presente, dadas las dimensiones del cristal, solamente el cho-
que con núcleos de carbono tiene cierta importancia. En estos choques el neu-
trón pierde energía entre cero y un 287» como máximo, aproximadamente, y efecti-
vamente en los espectros de neutrones puede apreciarse un pico, al lado del má-
ximo principal, que posee una energía que es 0.86 de la energía máxima (Figuras
18-22). Este pico corresponde a los neutrones dispersados por núcleos de carb£
no antes de su detección total y la relación de áreas da una idea de la impor-
tancia de este defecto.
En el programa "STILBENO" que se preparó para realizar el análisis de los
datos experimentales, una subrutina, subrutina "PSII", hace estas correcciones
previamente a la resolución propiamente dicha de las ees. II. 1, 2.
_ 7 -
III. RESPUESTA LUMINOSA DEL ESTILBENO
En los compuestos orgánicos de centelleo la energía perdida por los proto
nes de retroceso producidos en su interior es absorbida por las moléculas del -
compuesto de modo que unas son excitadas a estados más altos, otras son ioniza-
das totalmente. Una fracción del orden de 0,04 de esa energía es reemitida a -
continuación como fotones de su espectro característico.
En los cristales de estilbeno se observa una componente inicial que se ex
tingue de modo exponencial con una vidt media de algunos nanosegundos y una com
ponente mas lenta, con duración de algunos microsegundos, de estructura más com
pieja que la simple exponencial. A su vez, como se indica mas tarde, la inten-
sidad de esta componente lenta presenta una dependencia con el tipo de partícu-
la ionizante, que sirve de base a las técnicas de discriminación.
Se han hecho medidas de la distribución temporal que sigue el destello de
luz producido por electrones-Compton y por protones. El esquema de la experieri
cia se muestra en la Fig. 2. Dos fotomultiplicadores se enfrentan al cristal,
uno acoplado ópticamente a él y otro alejado 30 cm con un diafragma suficiente-
mente pequeño para que la estadística de detección de los fotones emitidos por
el cristal sea muy baja (un fotón único de promedio por cada destello del cris-
tal) . Experimentalmente se comprobó que es suficiente una relación de 0,01 en-
tre el ritmo de cuentas de ambos fotomultiplicadores para que se cumpla esta
condición.
El primer fotomultiplicador se conecta a la entrada "start" de un conver-
tidor tiempo-amplitud y el detector de fotones a la entrada "stop". Un ajuste
previo de los retardos intercalados en ambas lineas permite definir el origen -
de tiempos.
Previa a las medidas se realizó la calibración en tiempos del analizador.
Para ello se conectó un generador de impulsos simultáneamente a ambos canales -
- 8 -
de medida, y con el retardo variable, ya calibrado, se retrasó un impulso respe£
to al otro en 100 ns. El resultado fue de 0,53 ns/canal, valor que se mantuvo -
a lo largo de todas las medidas.
La primera medida se realizó con una fuente de Cs-137.
En la figura 3 se muestra la distribución temporal obtenida, en donde una
vez restado el fondo, se han ajustado dos exponenciales de vidas medias - - -
3,3+0,5 ns y 14,9 + 0,5 ns. El intervalo de tiempos total en que se ha reah
zado la medida no permite deducir ningún resultado sobre componentes de vida me
dia mas larga.
Se realizó una segunda medida con una fuente de neutrones de Am-Be. Su -
interés se centró en la comparación de las distribuciones temporales debidas a
los protones de retroceso y a la radiación gamma. Las medidas se realizaron
con igual calibración que las anteriores y la distribución temporal obtenida se
muestra en la figura 4.
En la figura 5 se muestran superpuestas ambas distribuciones, la de proto
nes y la de electrones Compton, normalizadas a la unidad en su máximo y puede -
apreciarse pese a la deficiente estadística de la última zona, cómo la distribu
ción debida a la fuente de neutrones mantiene un valor medio de cuentas superior
a la de radiación V . A 200 ns, la intensidad de ésta es un 287» de la intensi-
dad de la componente debida a protones. Esta diferencia de intensidad se tradii
eirá en un tiempo de elevación diferente para ambos impulsos en el fotomultipljL
cador, y es la base de las técnicas de discriminación n-V , Sec, IV.
Otra característica importante del destello luminoso del estilbeno es la
falta de linealidad entre la intensidad de aquel y la energía de la partícula -
ionizante. (BIRKS, J.B.; 1951) encontró una relación semiempírica entre la re£
puesta luminosa S, energía emitida como fluorescencia, y la energía absorbida -
- 9 -
por unidad de recorrido:
d S
dEd E 1 + k B — 7 —
dx
dEEl producto B — es el factor que corresponde a densidad especifica de
moléculas ionizadas o excitadas y el parámetro k corresponde a la fracción de
moléculas que se desexcitan no-radiativamente ("quenching parameter").
El valor del producto kB depende del tipo de partícula incidente. Para -
electrones este producto es muy inferior a la unidad, de modo que puede consid¿
rarse la respuesta luminosa proporcional a la energía depositada en el cristal;
S = A . E
Para protones, el producto kB ya no es despreciable frente a la unidad y
la respuesta de luz deja de ser proporcional a la energía. Se han intentado
diversas formas de ajustar esta función encontrándose como las mas adecuadas ex
presiones del tipo (sec. V ) .
S = G E ¿
Para partículas mas pesadas como deuterones y 0(, el producto kB se hace -
tan grande que la unidad es despreciable frente a su valor, de modo que resulta
dS A= —; = cte. En (BIRKS, J.B.; 1964) se encuentra tratado con detalle es
dx kB —
tos efectos.
La linealidad entre la respuesta luminosa y la energía para electrones
permite medir S en unidades de energía, de modo que la función respuesta se ex-
presa como relación entre energía de protón y energía de electrón que produjera
igual destello que el protón, (Sec. V ) .
- 10 -
IV. DISCRIMINACIÓN NEUTRÓN-
Como se ha indicado anteriormente, la respuesta de luz del cristal de es-
tilbeno es diferente según el tipo de partícula ionizante. Partículas de mayor
poder ionizante producen destellos de luz de componente lenta de mayor intensi-
dad que partículas más ligeras.
Esta diferencia de intensidad Se traduce en afluencia de fotones al cáto-
do del fotomultiplicador con mayor retraso en un caso que en otro y por tanto -
en impulsos eléctricos de tiempo de elevación mayor igualmente a un caso que en
otro.
Para distinguir entre ambos impulsos, se ha utilizado la técnica del - -
crossover (TAYLOR, I.J. and KALYNA, J.; 1970). Consiste en producir un impulso
bipolar cuyo punto de corte con la línea base no depende de la amplitud de los
impulsos, pero sí de su tiempo de elevación. Un circuito detecta el cruce con
esta línea base (Crossover Pickoff) y genera una señal que, respecto al inicio
del impulso, está mas retardado cuanto mayor sea el tiempo de elevación de éste.
El esquema electrónico se muestra en la figura 6. La base del fotomulti-
plicador entrega dos impulsos, uno que procede del ánodo del fototubo y que maje
ca el comienzo del impulso, y otro que procede del último dínodo. A la salida
del preamplificador, este impulso se lleva a dos circuitos independientes. Uno,
amplificador y linea de retardo, es el canal lineal para espectrometría y el
otro, tras una doble diferenciación con doble línea de retardo, produce el im-
pulso de "crossover". Los impulsos del ánodo y del "crossover" se llevan a las
entradas "start" y "stop" de un convertidor tiempo-amplitud, que produce una se_
nal cuya amplitud es proporcional al tiempo transcurrido entre la llegada de am
bos impulsos a dichas entradas (fig. 7). Un analizador monocanal selecciona
los impulsos de amplitud correspondientes al tiempo de elevación deseado y su -
salida controla una puerta lineal conectada al analizador multicanal. El dia-
grama de tiempos presenta la secuencia temporal de impulsos.
- 11
El fotomultiplicador utilizado ha sido un 56 AVP y la instrumentación
electrónica han sido unidades modulares de la casa ORTEC. El detector fue un •
cristal de estilbeno de 40 mm de diámetro y 25 de espesor, de la casa Nuclear -
Enterprises.
La calidad de la discriminación obtenida suele medirse por una figura de
mérito M, definida como:
donde T es la separación temporal de los máximos en la distribución de tiempos,
y ty, t son las anchuras a altura media de cada máximo hacia la derecha e iz-' n
quierda, respectivamente, (figo 7).
El nivel de discriminación se situó en el valle que separa ambos picos de
modo que la contaminación de los espectros de protones por fondo ¥ es menos de
11% .
La discriminación tiene una dependencia con la energía poco acusada para
energías superiores a 2 Mev, pero fue difícil de conseguir con neutrones de
energía inferior a 1 Mev*
- 12 -
V. FUNCIÓN RESPUESTA A PROTONES
La función respuesta del cristal a protones se ha determinado experimen-
talmente utilizando el acelerador Van der Graaff de la División de Física Expe-
2 3rimental. Se hizo uso de la reacción D (d,n)He como fuente de neutrones, con
deuterones de 1,6 Mev. En la figura 8 se representa la energía de salida de
los neutrones en función del ángulo respecto del haz incidente (FOWLER, J.L.
and BROLLEY, J.E.; 1956). En estas medidas ya se utilizó la técnica de discri-
minación del fondo gamma. En la figura 7 se muestra la distribución de tiempos
de elevación y se pueden observar los dos máximos correspondientes a los impul-
sos debidos a fotones y protones. Se realizaron medidas sistemáticas variando
el ángulo de salida entre 02 y 905, lo que corresponde a flujos de energías en-
tre 4,81 a 2,81 Mev,
Las figuras 9-13 muestran las distribuciones experimentales con indicación
del ángulo a que corresponden y en la figura 14 se muestran dos medidas del fija
jo de 03 con y sin discriminación de fondo. Obsérvese que en la medida sin di_s
criminar el eje de ordenadas está en escala doble que en la medida con discriml
nación.
La calibración en energía de protón del analizador se realiza por interme_
dio de una calibración con fuente gamma, haciendo uso de la linealidad entre
energía absorbida y destello de luz para electrones.
Se hace incidir en el detector radiación y monoenergética y se atribuye al
canal correspondiente al punto medio del borde Compton de la distribución obte-
nida la energía máxima que en un choque Compton es transferida a un electrón.
2 EvE = en MeV
e~max 2 Ey + 0 .51
- 13 -
Puesto que la relación entre altura de impulso (número de canal) y ener-
gía de electrón es lineal, bastan dos valores. En nuestro trabajo se hizo uso
22
de Na (fig. 15) que emite positrones y una línea de 1.278 Mev y se adoptó el
criterio de (FLYNN, K.F. y otros; 1964) para corregir en un 4% la energía Gomp-
ton.
Calibrado el analizador en energía de electrón equivalente se adjudicó la
energía nominal de cada flujo neutrónico al punto medio del borde de cada dis-
tribución. Se representaron en escala doble logarítmica los puntos energía de
protones-energía de electrón y se ajustaron a una función de la forma - -G2
E = C E . Con los valores iniciales obtenidos se reajustó la función nue-e- 1 p
vamente y se tomaron como valores finales los siguientes;
0,1907 E1,425
En la Tabla II se presentan los valores encontrados por otros autores a
estos parámetros.
TABLA II
Autor
Wasson
Brodsky
Toms
Broek, Anderson
este trabajo
C
0,191
0,150
0,150
0,19
0,1907
C2
1,342
1,48
1,5914
1,42
1,4250
Referencia
WASSON, tí.; 1963
BR0DSKY5 A.; 1961
TOMS, U.E.; 1971
citado en TOMS U.E.; 1971
- 14 -
Debe observarse que dada la larga duración del destello de luz da los crijs
tales de estilbeno, el impulso eléctrico obtenido depende sensiblemente de las
constantes de integración utilizadas en la cadena electrónica (se necesitarían
constantes de 10 Us o más). Esto influye igualmente en los valores de los para
metros C y C y explican la discrepancia que presentan los valores obtenidos -
por cada experimentador (Tabla II).
En la figura 16 se muestra una gráfica de esta función.
Con esta función se corrigieron de nolinealidad las distribuciones medi-
das de protones y en la figura 1 se muestran dichas distribuciones corregidas
de este efecto así como de escape por paredes y dispersión múltiple» El flujo
de neutrones es proporcional a la derivada de esta distribución.
- 15 -
VI. ESPECTRO DE NEUTRONES
La distribución energética de protones en el caso mas general, viene dada
por la acumulación de los protones producidos por neutrones de energía superior:
dN / dNg (E ) — 2 - R (E ,E ) d E
dE / T n dE n p n~ n
donde £ (E ) es la eficiencia total de detección y K(E ,E ) es la probabilidadT n * P
de que un neutrón de energía E produzca un protón de energía E . — es el
dNn n P d E n
flujo incidente y " es el espectro medido»dE
Con la hipótesis sencilla de una única colisión n,p se deduce en Ap, I
que K(E ,E ) es simplemente y £ (E ) = A. £ (E ), A = área y g(E ) =n p E n T n n n
= eficiencia. El espectro de neutrones seria:
dNn
dEn
d (- ddd
NpEp
EP
-)
' A. £ (E )5 p
(vi.i)
Previamente a calcular esta ecuación debe hacerse la corrección por noli-
nealidad.
La calibración con una fuente y de los canales del analizador permite me-1
dir éstos en energía de electrón equivalente, según se explicó en la sección a_n
terior:
P = a + b.k (VI.2)
donde se ha llamado P a Ee~
- 16 -
Y la función respuesta obtenida:
1 425P = 0,1907 E * (VI.3)
P
da el valor de energía de protón correspondiente a cada canal.
Para obtener la distribución en función de energía de protón se ha elegi-
do un intervalo standard,AE , de 0.1 Mev. Entonces, para cada valor de energía
PE se calculan, por medio de (VI.2,3) el canal teórico que corresponde a E yP P
a E + AE . Sean estos canales k y k . que en general no serán enteros. SeaP P i s
n , n su parte entera y d , d su parte fraccionaria:i s i s
k = n + d , k = n + di i i s s s
El número de cuentas en la distribución según energía de protones que
corresponde al intervalo E , E + ̂ E es la suma de los números de cuentas queP P P
corresponden al intervalo comprendido entre los "canales" k., k , es decirs six s
es N el número de cuentas en el canal n , en la distribución experimental:j j
N = (1-d ) N + N + .... + N + d . NE , A E i i i+1 s-1 s sP P
De los"canales" extremos k , k , sólo se toman valores de número de cuen-i s
tas proporcionales a las fracciones de canal d , d que les corresponden (TOMS,i s
M.E.; 1971).
Variando el valor de E se recorrerá todo el espectro experimental y se -P
obtiene la distribución de protones en función directa de la energía de éstos.
La figura 1 muestran espectros de protones así obtenidos, corregidos también de
los demás efectos.
- 17 -
Las correcciones por dispersión múltiple y escape por las caras del cris-
tal se hacen mediante un factor deducido por (BROEK, H.W. y ANDERSON, CE.; 1960)
a partir de la distribución teórica de neutrones y de la experimental. Este
factor es:
0.7 80 . RmB(E) = 1 - + 0.090 n L <3" + 0,077 n r .cr'
L H H H H
donde Rm = alcance máximo de protones en estilbeno; L = espesor del cristal
(iguales dimensiones que Rm); <J , cf — sección eficaz n,p a energía En yH, H 3
0.068 En respectivamente; n = número de átomos de H/cm y r el radio.H
En esta expresión el segundo término se refiere a las pérdidas de proto-
nes por las caras del cristal y los otros dos se refieren a las dispersiones
múltiples por carbono e hidrógeno.
y <r* se pueden calcular deH H
2- = 5 . 603 / (1 + 7.417E + 0.1105 E ) +H 2
+ 0 .8652 / (1 + O.2427E + 0.0028 E ) , barn
con E en Mev (SWARTZ, C.D. y o t r o s ; 1957) y
R = 1.780 (E + 0 . 1 1 9 ) 1 * 1 mgr/cmm
con E en Mev (BRODSKY, J.B.; 1961); n vale 0.0047 átomos/cm barn.H
La eficiencia del cristal viene dada por (SWARTZ, G.D. and OWEN, G.E.;
1960);
£ = n ÉT . ( 1 - e x p ( - a . L ) ) / aH H
s i e n d o L e l e s p e s o r d e l c r i s t a l y a = n Q ~ + n G~ i n = n 2 á t o m o s d e_ H H c c c
G/cm = 0.0055 átomos/cm barn.
- 18 -
(TOMS, M.E.; 1971) reúne este factor junto a la eficiencia del cristal en
una función y (E) de la forma:
A. £ (E) . B(E)
de modo que la distribución neutrónica viene dada entonces por:
d N
- - 1 <« <-d En
d Nd ( MP)
dEdonde q/AE es la derivada, ~~~ , de la distribución experimental de pro
d E —
tones corregida. En la figura 17 se presentan las gráficas de la función f (E)
y de la eficiencia de detección
El cálculo de la pendiente de la distribución de protones se realizó
(JONES, D.W. and TOMS, M.E.; 1971) tomando un valor medio de dos intervalos por
delante y dos por detrás de cada punto del espectro de protones, dividiendo por
el número de intervalos correspondientes:
siendo N el valor correspondiente a energía E. Este criterio mantiene un buen
compromiso entre la resolución del detector y la uniformizacion estadística.
Se preparó entonces para calcular la ec. VI. 1 un programa en FORTRA.N V,
"STILBENO", para el sistema Univac 1108. Consiste esencialmente en dos subruti
ñas para calcular la función respuesta y la función J (E) y un programa princi-
pal para corregir de no-linealidad, escape y choques múltiples y para calcular
- 19 -
la derivada y el espectro de neutrones. Una subrutina final calcula el espec-
tro integral de protones.
El programa posee un índice cuyo valor permite calcular sucesivamente va-
rios grupos de datos independientes. El tiempo de máquina correspondiente a 11
grupos de medidas fue de 9 segundos.
En las figuras 18-22 se muestran los espectros de neutrones correspondien
tes a flujos monoenergéticos de neutrones y en las figuras 24, 25 los correspon
dientes a dos casos de espectros continuos.
- 20 -
VII. DISCUSIÓN DE RESULTADOS
VII.1.- Flujos Monoenergeticos
Gomo se indicó anteriormente, la calibración del espectrómetro se real_i
,23zó con un acelerador Van der Graaff utilizando la reacción H (d,n)He .
Se hicieron medidas para ángulos de salida de 02 a 903 en intervalos de
102. En cada medida se comprobó la discriminación neutrón-gamma sin apreciar -
diferencias sustanciales respecto del espectro de tiempo de la figura 7, excep-
to que el pico de neutrones va disminuyendo respecto al fondo
Las distribuciones experimentales de protones de retroceso se muestran
en las figuras 9 a 13 y las distribuciones corregidas en la figura 1.
Se muestran medidas representativas puesto que las demás no presentan -
ninguna diferencia importante.
En las figuras 18.a a 22.a se representan los espectros de neutrones
correspondientes y puede apreciarse en ellos un pico secundario de poca intensi^
dad de energía aproximada a 0.8 del máximo principal, correspondiente a neutro-
nes dispersados por núcleos de carbono antes de su detección.
La distribución se hace negativa en ciertas zonas como consecuencia de
variaciones en la pendiente del espectro de protones de origen estadístico, de
difícil corrección, pero sin significado alguno.
En las figuras 18.b a 22.b se muestran los espectros integrales de pro-
tones, que corresponden a rectas cuya intersección con el eje de energía correj»
ponde a la energía del flujo incidente» La desviación en el tramo final de la
linealidad se debe a la resolución propia del detector y da un' idea de su valor.
- 21 -
En nuestro caso se estima en un 10% (correspondiente con Fwhm).
En la figura 23 se han recogido los valores de energía medidos con los
espectros integrales en comparación con los valores teóricos, observándose un -
acuerdo dentro del margen de resolución del detector, ya que las separaciones -
máximas son inferiores al 4,5 % .
VII.2.- Fuente de Am-Be
Se realizaron posteriormente medidas de espectros continuos correspon-
dientes a una fuente de Am-Be de 1 C de intensidad y al núcleo del reactor ráp_i
do CORAL-I.
Con la fuente de Am-Be no hubo dificultades en la discriminación, aun-
que la geometría fuente-detector fue más difícil de decidir por evitar la entra
da en el detector de neutrones dispersos por las paredes de la nave en que se -
realizó la experiencia.
En la figura 24 se muestra el espectro obtenido donde se identifican pi_
eos de 2.4, 2.95, 3.28, 3.9 y 4.35 Mev y menos marcados de 4.65 y 4.9, valores
todos ellos ya referenciados por otros autores (GUARRINI, F. and MALARODA, R.;
1971 ; SALGIR, T. and WALKER, J.; 1966 ; KLUGE, H.; 1969).
VII.3.- Reactor Rápido CORAL-I
La medida en el reactor rápido CORAL-I se realizó aplicando el detector
al flujo de fuga del canal axial (CORAL-I; 1971). El espectro del reactor se -
sabe tiene su máximo por los 100 kev, extendiéndose hasta algunos Mev. La dis-
criminación n~y en estas energías se realiza con bastante menos efectividad y -
además se hace necesario trabajar en niveles de potencia del reactor bajos para
- 22 -
evitar excesos en el número de neutrones detectados.
Se hicieron varias medidas y el resultado en las mejores condiciones se
muestra en la figura 25, donde se presenta el espectro teórico calculado por m£
todos de Monte Cario, (DE FRANCISCO, J.L.; 1967) y, superpuestos y normalizados
con el máximo de la curva, los puntos experimentales. Se observa buena concor-
dancia en general, pero sólo es posible la medida en la zona de energías superi£
res a 600 kev, ya que la discriminación no fue posible a energías más bajas.
VII.4.- Conclusiones
De estos resultados se deduce que la utilización de compuestos orgáni-
cos para medidas de espectroscopia de neutrones por la técnica de protón de re-
troceso es posible debido a dos hechos: primero, electrónica rápida con la que
se puede obtener espectros de protones con contaminaciones inferiores al 1% de
fotones gamma; segundo, el tratamiento en un calculador de la gran cantidad de
información que es preciso manejar en cada medida y resolver en él la ecuación
integral que liga un espectro de neutrones con el de protones de retroceso pro-
ducidos en el detector. En este sentido, el acoplo directo del ordenador a la
cadena electrónica de medida permitiría la obtención casi inmediata del espectro
de neutrones que se mide.
Los compuestos orgánicos tienen por otra parte la ventaja de ser sóli-
dos (estilbeno) y líquidos (NE 213) que, encapsulados convenientemente, son de
fácil manejo y su instalación es inmediata.
Los inconvenientes que presentan son la falta de proporcionalidad entre
la energía depositada por la partícula ionizante y el destello emitido, que de-
forma fuertemente los espectros y obliga a su calibración previa y a una corre£
ción laboriosa de datos, y sobre todo, el margen energético de aplicación, que
se sitúa por encima de 1 Mev, con lo que problemas tan importantes como los es-
pectros de reactores rápidos no pueden ser cubiertos en su totalidad por estos
detectores.
- 23 -
APÉNDICE I
A.l. DISTRIBUCIÓN DE LA LINEA DE VUELO DE SALIDA Y DE LA ENERGÍA DEL PROTÓN DE
RETROCESO EN EL SISTEMÉ^ DEL LABORATORIO (S.L.).
Recordaremos brevemente los resultados que se obtienen en el choque elás-
tico n,p de la distribución de energías de salida.
Emplearemos esta notación:
neutrón:1
V2
m =
v» =
v' =
velocidad en S.L. antes del choque
idem después
masa
velocidad en c.d.g. antes del choque
idem después.
protón: v = velocidad en S.L. antes del choque
v = idem después4
m = masa
v1 = velocidad en c.d.g. antes del choque
v' = idem después4
centro de
gravedad: v = velocidad en S.L.m
- 24 -
Se resuelve del problema primero en el sistema c.d.g.
n c.d.g.
En el c.d.g. el impulso total es cero
m
1 es
m
rn +
cero:
V1
m2
m1
V
1(m +
1 m2 ) vm= o
Y por tanto,
v' =m v1 1
m + m1 2
m v2 1
m + m1 2
Conservación de impulso y energía:
m v' + m V = 01 2 2 4
2 2 , 21 = % m v' + % m v'4 2 1 1 2 2 3
de donde resulta:
- 25 -
es decir, en el sistema c.d.g. no hay cambio en el módulo de las velocidades,
tan solo varía su dirección.
En el sistema del laboratorio:
n V1
v.
c.d.g.
v = v •+• V
~~ = v + v '2 m 2
que proyectando sobre e je e s :
V4
V4
V2
V2
eos
sen
eos
sen
£
1y
= V -m
= v +m
= v'2
V' COS
sen (X
v' eos
sen <*
(X
- 26 -
que, resolviendo y teniendo en cuenta que m = m , resulta
v = v4 1
v = v2 1
./ 1 - COSfX
V 1 + coso;
y las energías cinéticas de salida son, pues:
E = E ( 1 - op o 2
. 1 +E = E (n o 2
donde se ha llamado E a la energía cinética del neutrón incidente. También seo
deduce:
1 - cosoícos£> = —
2
1 + cosaeos
y por tanto:
2/iE = E eos y
Es de observar que siendo E y E magnitudes esencialmente positivas, tamp o
bien lo es cos9" y por tanto el protón sale hacia adelante, pese a la denomina^
ción comunmente usada de "protón de retroceso".
- 27 -
A.2.- DISTRIBUCIÓN ENERGÉTICA DE LOS PROTONES DE RETROCESO
Hemos obtenido (A.I.; ec. Al.l):
E = E eos 0 = E ( ~ C°- g )
p o o 2
Supongamos que la distribución de ángulo de salida después del choque es
isotrópica. El número de protones dispersados en cualquier dirección ( °t , *p )
es proporcional al ángulo sólido:
d XI = s e n w . d OÍ . d^
d n ( ,X , Y ) = k sen « . d e . áfP X
El número total de protones dispersados por todo el espacio es, supuesto2
un flujo de n neutrones/cm .s: n = n (7" s y por tantoso p o H
2i t
n / df / k seniX. d<x .
0 0
n
4 k
Formando un ángulo oí con el eje z, para todo f; se producen:
2Kr n 6" n (T
, . / o H . o Hdn ((X) = / s e n e * , d <X. ¿(p — sen<x . d-X
P y 4 (20
E
Y como dE = sen CK . do< será:P 2
dn (E ) = n <T d Ep
P P o H E o
- 28 -
Esta es la distribución energética de protones de retroceso referentes a
un único centro dispersor.
AL tener en cuenta un volumen finito que contiene gran número de centros
de dispersión hay que considerar el valor de n respecto a la eficiencia y posio ~
ción de cada centro dispersor. Si el cristal es un cilindro de radio R y long_i
tud L, el número de protones de energía E producidos por unidad de área en laP
posición x, donde el flujo de neutrones es n(x), es:
d E
dn (x, E ) = n(x) n (?" d xp p H H E
o
El valor de n(x) se deduce de la ecuación: dn(x) = -n(x)(n o~ + n ó") dxH H C C
n(x) = N e siendo a = n CT + n O"o H H C C
N = flujo incidenteo
Luego el número de protones de energía E , producidos en posición x, es:P
d Edn (x, E ) = N e" n ®" ^~ d xp p o H H E
o
y el número de protones de energía E producidos en todo el cristal es:P
d N (E ) N . A . L . n 0" f(a L)p p _ o H HdE E
P o
-aL1 - e
siendo f(a L) =a L
29 -
O bien, puesto que la eficiencia de detección es (SWARTZ, C. and OWEN, G.;
1960):
£(E ) = n C L f (a L)O H. n
d N (E ) N . A . £ (E )
d E EP o
Si el flujo de neutrones es continuo, 0(E):
d N (E ) / 0(E ) . A . £ (E )É^i / 2d E J E
p E oP
10 D
dNp
dE U
10
D •
J03\-
10
o o o o -o o o
o a a a
O o
a a
A AA A A A
on3 0a
^50"A
8 90°o
A * A °
J I l i l i J I L_J L__J I 1 I L__J I I L J L_J I I l L_J I l i i I l i
1,30 2,00 3,00 4.00 5,00 MeVFig.- 1 Espectros corregidos de protones a 0o, 30°, 50°,70°y 90°
A.T.o—
Fuente
56 AVP0,5
30cm
56AVP
A.T.—o
Stop "Starf
Convertidort iempo--amplitud
Analizador
de
Amplitudes
Retardovariable
Fig. - 2 Esquema de la medida del destello de luz
1000 h-
Fondo = 21,5
0,5 ns/ch
220 240Canal
Fig.- 3 Respuesta de luz con Cs
1000
ooo
V)DC
uo2:
100
O O
o<P
oQ>oo
oo
oo°o
c»o
oo°o
OO
Fondo = U4.90
0;5 ns/ch
O°O
20 1 X 1 X 1 X
20 60 80 100 120 U0 160 180 200 220
F¡g.-¿ Respuesta con fuente Am-Be
240 260
Canal
1000 -
acouU)O
O
100 -
10 -
—
-
-
Io
oo
o
-
-
-
al i l i l í
a
o
o
o
•
o
D
0
•
oD
OD
a
o
a
0
0
1 1 1 1 1 1 1
o
•
oo
D
0 ° oa
D 0
o D ,
» sa
i i i i i i i i
Con
Con
0.5
o
i i
fuente de
Cs1 3 7
ns/canal
o
0
a
•
l i l i
Am/ Be
o o
D
O
a
ai 1 I ' I i
a
1 1 1
100 200 300 C a n a i 400
F¡g.-5 Distribuciones temporales de luz normalizadas
A . T .-3 KV
TDINODO ANOD.
BASE
56AVP Iu.
DETECT.
N
Fig. -6 Esquema electrónico déla
discriminacio'n n-y
IMPULSO y
CONFO.Y
RETAR.
CROSSOVERPICKOFF
Y
SEÑAL CONFORMADOR
SEÑAL CROSSOVER
0,5 a 5 LIS
CONVERT.
TIEMPO
AMPLITUD
TIEMPO
C/S
ANALIZ.
t CANAL
JLPUERTA
LINEAL
ANALIZA-
DOR
MULTICAN.
AMPLITUD
ID
I!
-•-• c
oi
ro
O00CM
ao
o00
oocoCM
ooCMCM
Ooco
oo^r
ooo
ooto
ooCM
V)oa
oCM
200
160
oCNJ
tiem
fro
de
u
Esp
c
i
U)
D( d , n ) He'
10 30 50 70 90 110 120 Grados
Fig--8 Energía de neutrones A ángulo de salida
10000 -
ocoo
oc(1)
oo2
1000
20020 60
J i.120 160 18080 100
F¡g.-9 Esr, c -o experimental ele protones a 0
200 220 2¿0 260
Canal
l i l ioooo
ooo
OID
O
O
O
o
oco
oID
Ovi
Orsi
o
o
acao
o
o
"O
"5c
a
100
oCD
OID
Esp
-10
p>iL
oo
JDUDD
10000
ooo01
a
oo
1000
200 i i i i J I 1 I J I
20 60 80 100 120 U0 160 180
Fig . - I i Espectro experimental de protones a 50°
200 220 240
Canal
260
10000
ooo
oc
Oc
1000
200 i i L J l i l i l í J_ _JL i L i I I I
20 60 80 100 120 H0 160
Fig. -12 Espectro experimental de protones a 70*
200 220
Canal
10000
ocoo
3c
uo
1000
20020 60 80 100 120 140 160 180 200
CanalFig. - 13 Espectro experimental de protones a 90'
x21200
1000
f can
a
ac
uol2
800
600
400
200-
( a )
oo
20 60 80 100 120 140Canal
1200 i
(b)
80 100 120 140Canal
F i g - U Espectro experimental de protones a 0o,a) sin discriminaciónb) con discriminación
iGOOr
O r; O 100 150
F i g - 15 Espectro de N¿'
200 25022 N9 Canal
E e" equiv(MeV)
3,0
2.8
2,6
2,4
2.2
2.0
1,8
1.S
1,4
1,2
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
0.1
Ee- = 0,191 x Ep1,425
0,1 0.4 0,8 1,2 1,8 2,0 2,4 2,8 3,2 3,6
F ig . -16 Función respuesta a protones
4,0 4,4 4,8 5,2
E protones
5,6
3,0
2,9
2,8
2.6
u
0,6
oo
oo
o
2,0
1,6 - oo
oo
o
0
oo
oo
o
o
0,8
o
oo °
oo
o ° ° ° ° ° •o O ° ? l l l l | [ | | | | | l l l l l l ] | | | | | l l l
0,2 0,6 1.0 1,4 1,8 2,2 2,6 3,0 3,4 3,8 4.2 4,6 5,2 5,4
(MeV)
0,7
0,65
0,6
0,55
0,5
0,45
0.4
0,35
0,3
0 25
0,2
0 15
0.1
0,05
Eficiencia
-
0
0
0
0
-
-
-
-
-
-
-
oo
o
o0 o
o o o 0
° 0 ° O O O O O o o° ° ° ° O 0 O 0 C 0 0 O 0 0
I I I I I I I I I I I I I I I I I I I I 1 I I I I I I
0,2 0,6 \fl 1,4 1,8 2,2 2,6 3,0 3,4 3,8 4,2 4,6 5,0 5.'.
iFig.-!7 a) Función qJ (E)
b) El.cizncia E (E)
60
x103
dNdE
4.71
50
40
30
20
10
2 -
1.0J L J L
2.0 3.0 4.0 5.0 MeV
Fig.-18 a Espectro de neutrones a 0o
40 h
30 h
20
10
5,0 MeV
Fig.-18 b Espectro integral de protones a 0(
dNdE
42
40000
38
36
34
32
30000
28
26
24
22
20000
18
16
14
12
10000
8
6
4
2000
0 i i i i i i
2,2 2,6 3,0 3,4 3,8 4,2
F i g . - 19 a Espectro de neutrones a 30(
4,6 5,0
MeV
1.0 20
Fig- 19
30 4.0 5.0
Espectro integral de protones a 30°
30.000
28
26
24
22
30-000
18
16
14
12
10.000
8
6
4
2000
0
-2000
-4000
dN_ dE
-
-
-
—
-
-
-
-
—
-
-
-
—
-
4,02
1,2 1,6 2,0 2,4 2,8 3,2 3,6
Fig.-20 a Espectro de neutrones a 50
4,0 4,4 4,8 MeV
1,2 1,6 2,0 2,4 2,8 3,2
F i g . - 20 b Espectro integral de protones a 50°
3,6 4,0MeV
dNdE
20.000
18
16
14
12
10.000
8
6
4
2.000
0 J I
3,46
I I I I I Ii i i i i i i
1,2 1,6 2,0 2,4 2,8 3,2 3,6
F i g . - 2 1 a Espectro de neutrones a 70
4,0MeV
Np
24 h
23
2 2 h
21
200.000
19 h
18
17
16
15
14
13
12
11
100.000
9
8
7
6
5
4
3
2
10.000
I I J I j i
OO
J !1,0 1,8 2,2 2,6 3,0 3,4
Fig<- 2i b Espectro integral de protones a 70
3,8 4,0
„ MeV
16
U
12
10.000
8
6
í.
2000
0
dNc!E
1.2 2,0
2,81
I I I I I I i i i i i
2,8 3,2 3,6 MeV
Fig.-22 a Espectro de neutrones a 90
Np
17
16
150.000
14
13
100,000
9
8
7
6
50.000
4
3
2
10=000
o
2,87
i i i i i i i I I
1,2 1,6 2,0 2,4 2,8 3,.2 MeV
Fig.-22 b Espectro integral de protones a 90'
MeV
5,0
4,0
3,0
o
i I I I
• Valores teóricos
o Valores experimentales
(i
o
I602O2 102 20- 30- 40- 50-
F i g . - 2 3 Energ ía de neu t rones en func ión del ángulo de sal ida
70£
¥
SO-
t
o0
0
o
o
oc
0
0
o0o
o0
o
o
0
oo
o
oo
o
o0
0
o
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oo
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101
J: I I I I I 1T
o
J I I I I i i i l i l i10 10 10" KeV 10'
Fig . -25 Espectro ck neutrones del reactor CORAL - 1
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J.E.N. ¿49 J.E.N. 249
Ji jnla de E n e r g í a N u c í e a r , D i v i s i ó n di1 F i s i r a de R e a c t o r e s Madr id"Espectrometría de neutrones con cristales de
centelleo orgánicos".BUTRA6UTÑ0 CASADO, J .L . (197?) 1 pp. ñ l i g s . 1? r. K
El présenle trabajo ha tenido por óblelo la puebla a punió di un ospoctróme-I ro de neutrones rápidos u t i l i zando c r i ' l a ' i ' S de i s t i l b e n o , ron discriminac iondi 1 fondo de radiación gamma medianh i ru ruca c dt- aná l is is de la lorina del ira-pulso Se describe el procedimiento exoerimenlal para conseguir t a l d iscr imina-c ión , las medidas para la ca l ib rac ión del t sneclrometro > los fai lores más im-portantes cuya corrección es imprescindible. Si presentan los resultados obtenjdos rn la medida de l a reacción D¿(d,nlllc >, en l a medida di I espectro de i nafijprilc di Am-Bi •/ en la midida dt 1 espectro del n a ( t o r rápido CORAt-l.
lunla di Tni'rgía Nuclear, División de f í s i c a de Reactoris , Madrid."Espectrometría de neutrones con cristales de
centelleo orgánicos".
BU1RAGUIÑO CASADO, J.L. (1972) 31 pp. 25 f igs. 17 refs.
I I presente trabajo ha tenido por obieto la pnesla a punto de un espectróme-
tro de neulrone? rápidos iH i I i/ando cristales de oslilbeno, con discriminación
del fondo de radiación qamina medianil U'cricac de análisis de la forma del im-
pulso. Se describí el procedimionlo experimental para conseguir tal discrimina-
ción, las iludidas para la calibración del espectrómetro y los factores más im-
porlanti cuya corrección es imprescindible. Se presentan los resultados obteni
do^ en la iludida de la reacción D'(d,n)lk K en la medida del espectro de una
fuenln d> Am Br y en la medida di l espectro del rpactor rápido CORAL-I.
J . E . N . 249 J . E . N . 249
j imia di frii-rgía Nuclear, División de f í« ica di Reac tores Madrid."Espectrometría de neutrones con cristales de
cenleJJeo orgánicos".
BU1RAGUEÑO CASADO, J . l . { W > ) <] p p . >l f i q < \ 1 / r e í s .
L l p r t s e n t é t r a b a i o ha t e n i d o oor ob i> I " l a p e s l a a p i n t o d i u n e s p i c l r ó m i -
I r o di n H i l r o m c r á p i d o s i l i l i a n d o r> i t a 11 ̂ di i / L i l b w o , f o n d i c w ' i n i n a u ó n
dt I fonde de r a d i a c i ó n gamma m e d i a n i l l i ' c n i u i di a n á h s i " di l a f o r m a di 1 u n -
u l ^ H . St d i s c r i b i e ] p r o c i d i m i i ' f ' l o > \ n r í m - r i l a l n a r a c e n s . g . i r t a l d i s c i
u ó n , l a s m i d i d a ° p a r a l a c a l i b r a t t u n di I > >-[.,( I rúnn I r u y l o s ' a c ' o n má
p o r l a n ' t c i , a c o r n ' t i ó " >^ m »t < < i ' ^ 1 . S nr > r i n f an V r i S i 1 lo
d n s , n l a mi ti i d a di ' a n a u i n D i , H , i a i l u d i d a ( 1 i 1 i s i t i l ' o o>
• i ( i (i A I Í - O H , ( r i a m i i j i t 1 ) di I (''i \ r i a ( ' i »t •• i i l o CORAI ! .
im-
lupl i di fn t rq ía Nuclear, División de f í s i c a de Reactores, Madrid."Espectrometría de neutrones con cristales de
centeJIeo orgánicos".
BU1RAGULÑ0 CASADO, J . l . (197?) ">1 pp. ?rj f i g s . 17 n N .
f i p reMnh I rabaj o ha i en i do por obji lo la p u i ' ta a punió de un ecpcclróme-
t r i di n> i l r on t s rápidos i i l i l L a n d o c r i s t a l e s de ps l i l benc , con di ° t r ' i mi nación
d> 1 loríelo di radiac ión gamma mediante l i cn i cas de a n á l i s i s di la lorma di 1 im-
)i ] u. S> d i M M ü i ' I proCfdimienlo M p i n i n m ' a l para conseguir ta l d i sc r im ina-
c i ó r , las mudidac para l a ca l ibra t ion del is,» clróine Iro y los f a i l u n s más 1 ni—
' ( • ' i n t r c { a c o n v i c i ó n ¡ s i m p r i c i í n d i b l i . Si ft< > ntan 1o c n s u l lados ob im2
iju r« a imditla di la ri acción D (d, r lHli , i n 'a iihdida di ' i s j iecho di i I M
i n la mi d i d í di d i 1 n a c l o r " i n d o COPAI I .
J.E.N. 249
Junta de Cnergía Nuclear, División de física de Reactores, Madrid"Neutrón s p e c t r o m e t r y with organic sc in t i l la t ion
detector".BUTRA6UCÑ0 CASADO, J.I . . (1972) 31 pp. 25 figs. 17 reís.
This work describes a fast neutrón speclrometer using a stilbene crysial as
head detector wilh pulse shapo discriinination (P.S.D.) to reject gamma back-
ground. Tre experimental procedure involves the P.S.D., the mcasuroments to
calíbrate the spodromeier and the corred i ons ior several factors, mal n ly Ihe
non-linear response of the sti lbene. Resulls ol the measurements with the re-
action D2(d,n)He^, and with an Am-Qc neutrón source are presented. It is also
presenied the measuremenl of Iho spirtruin ot the fast reactor CCRA.L-1.
J.E.N. 249
Junta de Energía Nuclear, División de Física de Reactores, Madrid
"Neutrón spectrometry with organic scintillationdetector".BUTRAGUCÑO CASADO, J.L. (1972) 31 pp. 25 f igs . 17 refs.
This work describes a fast neutrón spectrometer using a stilbene crystal as
head detector with pulse shape discriinination (P.S.D.) to rejecl gamma back-
ground. The experimental procedure involves tho P.S.D., the measurements to
calíbrate the spectrometer and ihe corrections for several factors, mainly Ihe
non-linear response of the stilbene. Results of Ihe measurements with the re-
action D2(d,n)llcr, and with an Am-Bt neutrón source are presented. I I is also
presented the measurement of the speclrum of the fast reactor CORAL-I.
J.E.N. 249 J.E.N. 249
Junta de Energía Nuclear, División de Física de Reactores, Madrid"Neutrón spectrometry with organic scintillation
detector".BUTRAGUCÑO CASADO, J.L. (1972) 31 pp. 25 figs. 17 refs,
fhis work describes a fast neutrón speclrometer using a stilbene crystal ashead detector with pulse shape discriminaron (P.S.D.) to reject gamma back-ground. Ihe experimental procedure involves the P.S.D., the measti remen Is tocalíbrale the spectrometer and the corrections for soveral factors, mainly thenon-linear response of the sl i lbene. Rosulls of the measurements wilh Ihe re-action D2(d,n)ile , and with an Am-Be neutrón source are presented. I I is alsopresented the measurement of the speclrum of the fasl reactor CORAL-I.
Junta de Cncrgía Nuclear, División do Física de Reactores, Madrid.
"Neutrón spectrometry with organic scintillationdetector".BUTRAGUCÑO CASADO, J.L. (1972) 31 pp. 25 f igs . 17 refs.
This work describes a fasf neutrón speclrometor using a stilbene crystal ashoad detector with pulse shape discrimination (P.S.D.) to reject gamma back-ground. The experimental procodure involves the P.S.D., tht mcasuroments tocalíbrate the spec tronío I er and the corroe t i ons for several faclors, mainly thenon-linear response of tho sli lbene. RLSUIts of Ihe moasurcmenls with the re-action D2(d,n)Ho^, and with an Am-Be neutrón source are presenied. I t is alsopresented the measurement of the spuclrum of the fast reactor CORAL-I.