118
Stanovení radioaktivní kontaminace prostředí kapalně- scintilační spektrometrií.
Ke Procházka4, R. Jílek*, J. Katzer++, P e Hulák +++
+
VÔVL ÍAZ, Brno
+ +
SPK, Praha MA.PE - výzkum, Mydlovary
IIS Úvod Nutnost stanovení radioaktivních prvku podílejících se na rostoucí kontaminaci životního prostředí při využívání jaderné energie vede к rozvoji a optimalisaci přímého fysikálního stanovení míry a kvality kontaminace» Tyto fysikální metody jsou preferovány přeď radiochémickými matódami zejména pro svou rychlpgt} jednoduchou a rychlou přípravu vzorku к měření, zanedbatelné ztráty při vlastním procesu stanoveni a pro možnost rozlišeni stabilních a nestabilních isotopu téhož prvku»
••
Samostatnou kategorii zmíněných metod tvoří kapalně écintilační detektory ve'spojení se spektrometrickými aparaturami. Pro stanovení relativně nízkých tktivit je významná zejména výhodná geometrie měření a ve většině případů zaňedbatelhá samoabsorpce záření alfa á beta ve Vzorku; Rozlišení různých energií primárního zářeníje оЬёсаб možné v kapalném scihtilátoru vzhledem к tomú r Se. celkový světelný zisk^ seintiiátjbru; jei ť&erny^ eheťi gii primérníhó. záření.
;
-:
V kapalných ecihtiláióťech;lize celkový světel-» aý zisk /P/ vyjádřit etatisticky dle BIBKSB <1) vztahem -1-
Z
Xtotonů s" 1 ?" 1 ) >
d eeí3it±3Aeol latami I в s 3 ;
- eiiergie vabuseného stevu molekul s c i n t i l á t o r u . Vzhledem к rozptylovýns jsvum Б scba^-iárníiE prcв'аш jš vžd;.' fcg< l f je i:-, * 0,1 íí)t
prakticky použitelná hodnota
za předpokladu, že pro excitaci
jedné molekuly scintilátoru je treba ргйшёгпб 60 eV energie primárního zářeni. Konversní účinnost g k závisí především na spusobu přechodu a na typu p r i márního zářeni» Přímý pŕeehoä se vzbuzené hladiny je vyjádřen rychlou složkou scintilafiního procesu
121
s dobou trvání řádově Ю з , prechod- přes ; aetástabilní hladinu je podstatně pomalejší, řádově 10"^a U ) ; jejich vzájemný poměr je v praktických případech 10 : 1. Tato okolnost je důležitá jednak při použití rychlých koincidenčních obvodu,, jednak ovlivňuje amplitudu detekovaného pulsu. Rychlá •' aiožko zfivisí obecně na čase exponenciálne, takže v přiblížení vyhovujícím pro praktické výpočty lze vyjádřit počet fotonu /nV editovaných za dobu t pc dopadu iúnísujíci částice vztahem ; t -3t
ne
( 1 « e
, kde
je doba potřebná к emisi podílu С 1-е
) fotonu,
t.j. 63%. Uvedené vztahy platí pro elektrony a relativistické částice. U těžkých částic dochází vlivem vyesf hustoty ionisace a excitace molekul prostředí к t. zv, ionizačnímu zhášení, kterým se snižuje zejména rychlá složka, V praktických případech je celkový . eV
světelný zisk F x y z pro čáetice alfa asi lOx menáí ve srovnání в elektrony při stejné primární energii» Pomocí celkového světelného zisku standerdaího
STÍ-
ay eu
scintilátoru /F o / kontrolujesíe v praxi kvalitu používaného kapalného scintilátoru /F^/ určenia jeho relativního světelného zisku /F^/ podle vetahu í ,
122
-4 f
je jednGU z charakteristických spektrometrickýeh
veličin podobně jako realtivní výška impulsu /&r/, která je funkcí primární energie záření a kvality seintilátoru jako funkce pravděpodobnosti zářivých přechodu určité vlnové délky v době t , optických vlastností detektoru e parametrů vyhodnocovací aparatury, líužeme-li vlastnosti detektoru a aparatury považovat za konstantní pro daný případ stanovení, lze pak relativní výšku impulsu a r vyjádřit pro monoenergetické zářiče vztahem : F
-5-
ar * k —
i
* к P r wa ,
kde
о к = konstanta chrakterisující podmínky měření ; a^= výška pulsu jako odezva interakce primárního záření s i-kapalným seintilátorem ; eQ= výška pulsu jako odezva interakce téhož zářeni ее, standardním kapalným seintilátorem za týchž podmínek к ; v a = hustota pravděpodobnosti zářivých přechodu, při nichž vzniká v detektoru odezva odpovídající a i resp, a Q , Hodnota wfi je vždy menší než 1 vzhledem к normování» T praktickém případě je stanovení absolutní hodnoty veličiny a y probleaatieké, protože její
.
•
•
!
123 velikost je ovlivněna kroně uvedených předpokladů mírou zhášení ve vzorku» Jak vyplývá z experimentů je zřejmě výhôdnfejäi definovat u kapalne-scintilačních detektorů primární energii zál-mní vzork;; polohou balančního bodu, který lze obecně definovat jako maximum funkce I (A při celkovém zesíleni /A/ vztahem i
A
=
ca.
pro max. 1ГС Д
In
kde
r
ld
'2d Ir V
id
e
s počet registrovaných pulsů ; =
^"""tá Ь^ 61 ^ 1181 diskriminátoru ; - konstanta charakteriaujicí energii a typ přimárního záření, V balancnía bodu pak počet registrovaných pulsů
je funkcí pouze zesílení -Ц poměru diskpiniinaSnich hladin e nezávisí na hednotS &,,, takže mal^ odchylky ve složení vzorků 5i nestabilitě aparatury lze zanedbat. Vzhledem ke spojitosti odezvy energetického spektra jaderného záření v kapalných scintilátorech nemá smysl definovat rozlišovací schopnost detektoru pomocí šířky píku, která je obecně charakteristickou 3pektrometrickoú veličinou. Maximum funkce Ip( А
#
charakterisujíci
124 balanční bod, je v praktických případech nutno nahradit zjištěným plato křivky v bliakéa okolí balančního bodu a Ise jej považovat za vyjádření střed™ ní energie jaderného záření vzorku (5). V případě mo.noenergetického záření beta odpo« vídá poloha balančního bodu v prvním přiblížení po» loze шаххгаа rORdělovaei funkce částic beta podle energie, takže strední energie beta je přibližně rovna 1/3 maximální energie• V případě směsného záření vzorku lze polohu balančního bodu. stanovit jednak experimentálně podle maxima funkce I ( Д
v d
),
jednak teoreticky (7)*
Energie beta rozpadu je obecně spojitá a její charakteristickou hodnotou je maximální energie S^. Rozdělovači funkce záření beta podle energie nabývá obvykle maxima pro ^ b e t a
s
1/3 E m
Deta
» takže střed-
ní energie částic beta E b e t a je funkcí jejich'В . V případě složeného záření beta existuje několik složek o různé E m ^ a jím příslušné E^. íía vzniku 3umární střední hodnoty enerf.e íí* oe podílí složky "S^ v závislosti na své hustotě pravděpodobnosti. Pro její výpočet považujeme га vhodné zavést střední hodnotu maximální energie l m jako funkci maximální energie Е щ ^^ každé složky a hustoty její pravděpodobnosti w. vztahem
n
7
" " ;
;
;
•
beta
Ľ V- Vi
pro
125
Carovy charakter spektra záření .gama přechází vzhledem 3c interakci-fotonu•• s kapalný^scintilá*? toťea pomocí fotoelektrického jevů, Comptonova'. jer vu a vzniku páru elektron-<positr.on've spektruic kvat sispojité, noboí každým z těchto procesů se míní čŕst eiior-giG prižnámích. fotonu na kinetickou energii elektronů. Vzniklé světlo ve acintilátoru je tedy analogicky jako u beta záření funkcí energie priisárních fotonu» Při fotoalektrickém jevu vzniká sekundární e lokti-Oii s nízko a maximální, energií,, takže tento podíl lze vzbledeia к absorpci, zanedbat; Pro £
•^
z intervalu 0,1 — 1,0 MeV převažuje vzhledáni ke složení scintilátoru při absorpci Comptonův jev a větSina prinární 2 „_,_ se pře-:a-5ní na rozptylové z .'í ľ's n í £* lu
,- .jeíiož velikost je funkcí úhlu rózpty-.
0 a primárni
Šg£;sa,
.
; •
. •• ;•• •
V
.: : .•;
!.!a>.:i-::ální kinatičkeu. onergii Comptonova elektronil T lze pak. vyjádřit vztahs.a- 3 -
-
V ' s ' l i V :
••
3
U
•
.
'
•
- h v ' . ' .
.
.
"
•
.
•
,
. •'•
;
:
• '
'..
•; •
':•• ••• .
•'
.
'•• • • .
•
'
•
•
'
•••
f
V u\ ec!enép i n t e r v a l u e n e r g i í je tedy hodnota T Ä funSdí B g a m á ' a ; č i n í - - 4 4 - 80% E g a m a jak patrno и obrázku 6«' 1* Pro S
•
.
;
.;
„ B > 1 MeV v z n i k a j í dvojic* elektrone*-.
££Иг1а
••
•
+positroii o energii 1/2 S-ama« Proto lze p ř i naäera ajeůnoduSent užít výpočtu střední energie séření
V
126
v
10
20
30
1
1
1
40
50 i
60
?0
SO 90
100 Г%]
Í
to 0,0
0,4
о,г i
i
o o,i ot2 0,3 o,4 o,5 ofi p / qa ОЬг.1: Diagram hodnot energie Comptonových eUktrorÁ
127 geica při interakci s kapalným scintilátoŕem vztahu analogického s - 7 ~ : • ' " • ' '
gama — К is E • w ^
| kde
К je kooficient vyjadřujicí.pravděpodobnost vzniku páru. Jeho hodnota j-з dána žpůsobea rozpadu jádra, tedy počtem gama linií o E„
л
> 1 MeV.
128 Pro výpočet střední hodnoty Иш u nuklidu emitujících beta i garaa záření js v áanévx případě no užít vztahu .-10-
\(beta+gama) *
1 / 2
(
%n bota*
Vztah -5- je v dobrák .oouhlesu э pokusnými výsledky a pro určení středm ::odnoiy ^beta+чска ^ e vhodné užít stejné ."oadelovací funkce jako pro záření beta. Pravděpodobnosti w^ je nutno noracv&t if jsäniSea* Podle shore uveôsných předpokladů tok lae vyjádřit střední hodnotu energie dvou či více zářičů beta+gsjľia použitím zavedené rozdělovači funkсе a pomocí vztaha -10- rozšířeného o intensitu j-tého prvku I-, která js úměrné počtu jím emitováných Částic :
2
UIJ
pro j = ?.,.. n.
Veličinu I. lze ve vztahu -11- položit rovnou jednič-*. ce, jestliže aktivity prvku jsou stejného řádu. Světelný výtěžek je při in+erakci částic, alfa :. s kapalným scintilátorem vzhledeia k ionisačníaiú zhá~ šení v prvním přiblížení i-ovný 1/10 primární
\lfa*
Tato hodnota je také v dobréai souhlasu s experimentem. Rozdělovači funkce alfa částic podle energie má obecně ostřejší maximum než shora použitá rozdS-
129 3 ovací fun;rcô pro í/-.-ti.ee ЪМлt j e j í :.7дг včti: иа~ v:i:-jí, %• i-fví-kí.T. ,:?c;ir.yi.líif;or-.i г;л í a d ř . f.-^etórů . o v l i v ni.: j í c i!:', h с .•-:'•• ' •: ь"( .?s !:• г.-víc ь siírvi :! ;;.;i,- :«-.* V - ^ i l n é h-'..
:,Í.:ÍJ.
:
. • "• i\.CT
.'• •>
:.:.'.':
l
ní
;.o.]:iříi
г-:1
:.>Лг..:.-.'£'!Л •polome
.icvr.y
\ r .j
v
Í•<'•;::•;i
o b r ГО'^-К : ,JVft;; í fv
:s.vV':::.:..íi'.:'i<
le:.: í ,
).a}'.-j
c^o-rgií!
.- .:-j at.O Г O •-.?.í . .'S U ^ :
s.-.-: -JU* !i3*j.-. •• : *< у'-i. ^Ói-o
Or?.lanii.il>.o >•. T.'-i Л-Г i ' M v ^ "
-Í-:.Jí-
a "5 p r o т:->к!чг'.: !-, ! : Ч15/;/ j s e u
>i-:-ino*y ľí v tabulce
Tabu!!:..?. 5 , 1 :
5lo3^iié vj
•-•.•.•!•••!.•.•:níího
če
iive-
1,
íloôí>o*.y e n t i t l e
-?>.-5í-t.ľ'ov-:-.íJ.*c:. prv:šu
í V" Lis 1 /) VypOČ'tO:.;-/' Cii= 7'Í.OI'O.IJ " 7 ~ a£
prvek a 1 0 3
Й 0,220
(Hu+KO 0,363
-Íl*».
>3
?é 127 Сз
0,480
pfvelc
0,070
0,160
•
*ä
1
• 1,405 0,^53
Oj 121 U-natuŕ 0,155
59
•
210
íŕivf-5i)
ПО
Ро
0,558 0,186 O;5£5 0,lv3 0,665 0,??:c- '
. 0,197 Kír-koruplex . 0,$41 • 0,314
&ifa l i * áále odlišiir od z á b n i b*tá . a gfjfia stanovením 'rocď&loní r e l a t i v n í ' 7Jr"5iy pulsu v blízkém okolí- balančhífre bodu přísluSnábo nukli« " d u (-3 )»• Cerový charakter Vpi&tra Částic alfa je ve urovnání, s "gsifia- a.pelttriiii v V.ňpslnÍH scintilát.óru rozptýlen poií'Ee"".č'áste6ně' dielii-dkera doběhli1- č á s t i c , ionisafnlho aháS'éní•' a samoabsôŕpcs1-- Sáatic ve. vzorka.
:••_•;, •
130
amísenéa e kapalným acintilátorem. Obálku rozdělení lze vyjádřit v prvaim přiblížení kvadratickým trojClenem typu -12-
y ^ ^ * -ax 2 • bx + e
při a t 0;
zatímco spojitý charakter jednoduchého záření beta a v případě kapalného seintilátoru i záření gama lze za týchž podmínek analyticky vyjádřit exponenciální funkcí typu
с < 0. llíra přiblížení к výrazům -12- a -13- je nepřímo úměrná rušivým vlivům při detekci a při převodu světla a sávisí zejuéna na chemické povaze vzorku» Integrál po ploSe omezené obálkou, který je přímo úměrný aktivitě vzorku, lze pro vztah -31- nahradit úseSÍ pérabúly á tím výpočet zjednodušit» Ve všech praktických připéďisch lze t idy měřit reprodukovatélně póúre v blízkém okolí balan5ního bodu, čímž je zajištěno optimální zesílení jako funkce hladin. Pak jsou zanedbatelné malé odchylky ve složení vzorka a stabilitě měřící aparatury. V praxi je výhodné rozlišovat vzorky vod podle jejich aktivity do dvou skupin. Pro měření vod, jejichž aktivita je vySši než 1.10"8Ci/1000 ml postačí přidat 1 ml vzorku к 10-15 ml terniirního
•i\.:.':
i::'1
)
dioxanového kapalného seintilátoru (SLD-31 ft SUN41 SLE-31 a pod) přímo do aěWci labviCky * nlaic©airtiivnlho skla nebo nylonu a nořit sa shora x^édenýeh p o d m í n e k * '
.
' V' . . . ' .
.
-:':.::-:' - x .'•.'•=•.••:•
'.•_;••_ • ' •••' ' • ^ : / . ; - ' ' : : S ' - ' : ' - ^
'
Vodyr jejichž aktivita je nižSÍ n«í ř na 1000 ml, l s e přímo m ě ř ^ vícenásobný od^řenín-10 ml vsoŕku přUitb v lahviCcé z nizkbaktiýnlhp alúLa při 1O5?C; po chladnuti.'; přidat" kv odparku.' 10 jol tern^ilbp tóltie*. '•: nového scintilÄtaru С SLT-31, SLT-41V SLX-31 a - pod) :••'•'":':•..'
v ; : , ' - . :
••'.•.•..•-
•. :
;
: \ ; x J v V ; ? -
:
r
:
ř v : ; ' : ^ ^ ' .
1
/
•
.-•
•
••'• '
•
a měřit po odéanenl eék^áraí. f^upree.aezxce. Poicid není odparefe zbairei[i»^;';je:--7 n ^ eanoabeorpce pro •. částice alf"aí^aH^ž^teláá: •p^p^.tínótiť.da 0>5 mg/čar: ' .a pro záření beta a gaiea pralrticicy yi
• ;.-::••• .. •
Z uvedeného př^o vyplýraál luádý^sápbr/ popisované metody» U vzorku, je jichž složení пегххиве, muäenie stanovit celkovou aktivitu* podle; polohy Ъа> lančního bodu jejich střední energii a podle obálky rozdělení relativní výšky pulsu.адивоувЛ/па.ďiáráicř t e r
s á ř e n í »
.
/
'•
'• • • • .-.
• •
• •. /
'••••'..- \
;
: ;
'
:
V
':-':-/
U vzorků, o snáméa slo£exiív např* při periodic» ké kontrole odpadních ypd a pod», l t e její přednosti při dobré presnosti stanovení t i t y i kvality Уйогки. 7 Obecafelxe ř í c i , íe c i t l i v o s t metody je neS
1 pCi/Bl, diferenciální poíltací úCinnost pro
132
všechny vyšetřované prvky l e p š í než 70%, p ř i relativně krátké měřicí době, závisející pochopitelně na aktivit s vzorku, 1ге dosáhnout pravděpodobné chyby +, 5%# Čroveň pozadí je za daních podmí.rek 20 £ 10 impulsu га minutu v měřících lahvičkách z nízkoaktivníno skla. Pro shora uvedené výhody lze metodu použít i pro stanoveni chemicky isolovaných' radioaktivních prvků ze vzorku. Na příklad užíváme separační na-••'
.
•
todu (8) pro. stanoveni
•
226
• •' • '
Rí», jestliže přepoklá-
dáme ve vzorku nižší aktivitu než Í.10~1QCi/lpC-0 aU S o u h r n V teoretické časti práce je uvedená jednoduchá matematické metoda pro stanovení hodnoty súraární střední energie ôa&sných vzorku, jako důsledek interakce mezi jaderným zářením a kapalným scirttilátorea. Použití zjednodušení považujeme za fyoikálně p ř í pustné vzhledem к relativně malé rozlišovací schopnosti kapeilne-scintiiáčního spektrometru a za prakticky vhodné vzhledem k možnosti jednoduše kontrolovat výsledky měřeni.
;
Popsaná metoda má řadu výhod především při kontrole kontaminovaných odpadních vod : 1) rychlá přípravě vzorku к měření, 2) relativně vysoká c i t l i v o s t stanoveni, 3) přesnost a reprodukovatelnost při možné automat i s a c i měření,
I 133
4) spotřeba malého výchozího objeaui к přípravě
Nevýhodou metody je omezená řozliSovácí schop^ nost u y norků, o neznámém sílbSéní, které, však při rutinní kontrole nejsou častá. Z äy
é r-
Je podán p.opis nekonvenčního .použití kapalně-3eintil&5ního spektrometru Unilux I I NGE pro kontrolu kyentity a orientační; stanovéiii kvality přirozených i umelých ncistabilnÍGh isotopů, jejich měření sa provádí v blíz-késa okolí. baläh5ního bodu křivky celkového zesílení.
Jeho poloha odpovídá
Eirriární střední energii měřeného záření, jejichž • hod.iiotu 1яе vypočítat»
.
Za tcčhiiio^u.; řipclTÁpráci děkujemíí. K,Kudrná5ové a J , 'SoÉtislskě' z E:Uľií Iniŕ-rŕa
134 L i t e r a t u r a (1) BIRKSfJ.B., The Theory and Practice of Scint i l l a t i o n Counting, Pergamon Frees, London (1967) ; (2) KOWALSKI,E.f Neue Technik В 5 (1968) 191 ; (3) KCWALSKI,E., ANLIKER.R., SCHMID,K., Int.J.Appl,
Rad.Isotopes 18 (1967) 307 ; (4) BELL,P.R., HAYES,P.N.f Liquid Scintillation Counting, Pergamon Fre&Sj, R.Y. (1958) ; (5) PROCHÁZKA,H,, JE (• tisku) ; (6) PROCHÁZKA,H., JÍLEK.R., JE ]J 4 (1971) 117 ; (7) PROCHÁZKAjH., JÍLEK.R., ProcSymp. IAEA SM-148 (1971) 373 ; (8) VERMIROVSKf, J., BUČINA,I., JE 12/11 (1966) 413.
Щ&9:
