Результат интеллектуальной деятельности: Способ дистанционного обнаружения радиоактивных веществ в полевых условиях

Изобретение относится к технике измерения ионизирующих излучений и может быть использовано для дистанционного зондирования и обнаружения радиоактивных веществ в полевых условиях.

В случае техногенных аварий, связанных с загрязнением окружающей среды радиоактивными материалами, необходимо минимизировать время обнаружения и локализации мест радиоактивного заражения. Существуют способы и приборы для прямых и непрямых измерений ионизирующих излучений (альфа-частиц, бета-электронов, нейтронов и гамма-квантов). Прямые измерения являются более точными и надежными. Но они опасны для здоровья личного состава и могут привести к загрязнению приборов. Кроме того, проведение прямых измерений с использованием приборов радиационной разведки требует больших временных затрат. Пробег высокоэнергетических частиц с энергиями порядка нескольких МэВ в атмосфере примерно равен нескольким сантиметрам для альфа-частиц, нескольким метрам для бета-электронов, нескольким десяткам и сотням метров для нейтронов и гамма-квантов. Таким образом, дистанционно прямыми способами можно обнаружить только высокоэнергетические нейтроны и гамма-кванты. Непрямые способы можно разделить на пассивные и активные. Пассивные способы основаны на эффекте радиолюминесценции воздушной среды вблизи радиоактивных веществ. Фотодетекторы регистрируют избыточное характерное ультрафиолетовое (УФ) излучение молекул азота. В активных способах используются либо лазерно-индуцированная флуоресценция, либо лазерно-индуцированный пробой воздушной среды вблизи радиоактивных источников. При этом лазеры (мазеры) могут работать в различных спектральных диапазонах: от УФ до инфракрасного (ИК) и субтерагерцового. Способы дистанционного обнаружения радиоактивных веществ позволяют многократно сократить время обнаружения наиболее опасных источников радиоактивного заражения на значительных территориях.

Известен пассивный способ дистанционного обнаружения радиоактивных источников по индуцированной УФ радиолюминесценции (US 7317191 B1, "Standoff radiation imaging detector", МПК G01J 1/42, опубл. 08.01.2008) [1]. В этом способе используется телескопическая система Максутова с зеркально-линзовыми оптическими элементами, набор из 6-ти УФ-камер на приборах с зарядовой связью, персональный компьютер. Эксперименты подтвердили возможности дистанционного детектирования радиоактивных источников в условиях слабого ночного фона в зимнее время (лунные блики и рассеянный свет от уличного освещения на заснеженной поверхности). К недостаткам данного способа следует отнести громоздкость оптической системы (122 кг, включая треногу, карданный блок, компьютер, блоки питания), чувствительность к вибрациям, а также сложность оценки массы (активности) источника излучения.

Известен активный способ дистанционного обнаружения радиоактивных источников, основанный на лазерно-индуцированной флуоресценции (US 8890077 B2, "Remote detection of radiation", МПК G01T 1/205, опубл. 18.11.2014) [2]. В этом способе используется лидарная технология. В состав лидара входят импульсный лазер, телескопический приемник, компьютерный блок. Лазерный луч наводится на ионизованную область (плазму) вблизи источника радиации и индуцирует УФ флуоресценцию ионов азота. Отраженный от плазмы луч позволяет оценить концентрацию ионов, которая связана с активностью источника. Данный способ позволяет обнаружить радиоактивные источники на значительных расстояниях (до нескольких км в зависимости от погодных условий). К недостаткам следует отнести сложность юстировки оптической системы, высокое энергопотребление, низкую точность определения активности источников.

Наиболее близким к заявляемому является активный способ дистанционного обнаружения радиоактивных источников, основанный на лазерно-индуцированном пробое воздуха (US 20160377761 A1, "Active remote detection of radioactivity based of electromagnetic signatures", G01V 8/00, опубл. 29.12.2016) [3]. В состав системы входят мощный импульсный фото-ионизирующий лазер (на основе Nd:YAG, длина волны 1,06 мкм, пиковая интенсивность 160 ГВт/см², длительность импульсов 1 нс), источник зондирующего субтерагерцового излучения (частота 90-110 ГГц), спектрометр для измерения частотной модуляции отраженного субтерагерцового луча. Мощный лазер вызывает лавинный пробой воздуха вблизи радиоактивного источника, субтерагерцовый луч также наводится на область вблизи источника. Спектрометр измеряет частоту отраженного луча, которая модулируется из-за ионизации вблизи источника. Данный способ позволяет обнаружить и оценить массу радиоактивного источника на расстояниях до нескольких сотен метров, если известен его состав (удельная активность). К недостаткам следует отнести зависимость от погодных условий, сложность спектрометрических измерений, высокое энергопотребление, опасная для глаз длина волны лазера (1,06 мкм).

Задачей заявляемого изобретения является разработка безопасного способа дистанционного обнаружения радиоактивных веществ в полевых условиях на основе двухлучевого лазерно-индуцированного пробоя воздуха, позволяющего обеспечить технический результат, заключающийся в снижении энергопотребления и массогабаритных параметров, повышении безопасности, надежности и быстродействия.

Сущность изобретения состоит в разработке безопасного способа дистанционного обнаружения радиоактивных веществ в полевых условиях на основе двухлучевого лазерно-индуцированного пробоя воздуха. Во-первых, в качестве фото-ионизирующего лазера предлагается использовать компактный волоконный эрбиевый лазер на длине волны 1,55 мкм. По сравнению с лазером Nd:YAG на 1,06 мкм его преимуществами являются: компактность и меньшее энергопотребление; безопасная для глаз длина волны; меньшая вероятность мультифотонной ионизации, что повышает надежность измерений из-за снижения вероятности ложного сигнала; возможность использования гибких волоконных волноводов, что приводит к снижению массогабаритных параметров и энергопотребления. Во-вторых, для лавинного пробоя воздуха, а также в качестве зондирующего предлагается использовать мощный импульсный СО₂-лазер на длине волны 10,6 мкм. В-третьих, для детектирования лазерного луча (10,6 мкм), отраженного от ионизованной области, предлагается использовать компактный безынерционный ИК фотоприемник на основе эффекта фотонного увлечения с постоянной времени менее 1 нс, не требующий охлаждения, что увеличивает быстродействие способа и также приводит к снижению энергопотребления и массогабаритных параметров. Оба лазера (1,55 мкм, 10,6 мкм), также как и фотоприемник являются коммерческими приборами и доступны в цене. Если сравнивать мощные фокусирующие лазеры, создающие лавинный пробой: Nd:YAG (1,06 мкм) и СО₂ (10,6 мкм), то первый имеет преимущество с точки зрения направленности излучения (дифракционной расходимости), в то время как пороговая мощность второго, которая пропорциональна квадрату частоты, на два порядка ниже, благодаря чему значительно снижается энергопотребление.

Способ поясняют следующие графические материалы:

Фиг. 1. Схема двухлучевого лазерного детектирования радионуклидов.

Фиг. 2. Временные зависимости концентрации электронов при разных значениях фактора усиления ионизации α_rad (1 - 0 и 2 - 10⁴).

Фиг. 3. Зависимости времени задержки пробоя от фактора усиления ионизации при разных значениях интенсивности фото-ионизирующего лазера (1 - 10⁶, 2 - 10⁵, 3 - 10⁴ Вт/см²).

На фиг. 1 показана схема двухлучевого лазерного детектирования. Радионуклиды 4 излучают альфа-частицы, бета-электроны, нейтроны или гамма-кванты, которые ионизируют окружающий воздух 5, создавая высокоэнергетические электроны, которые в свою очередь через каскадный процесс релаксируют, создавая низкоэнергетические (тепловые) электроны. Последние быстро присоединяются к молекулам кислорода, формируя отрицательные ионы. При среднем земном уровне радиации концентрация свободных электронов значительно меньше концентрации ионов кислорода. Вблизи источников радиации концентрация свободных электронов растет. Потенциал ионизации ионов кислорода (электронное сродство) равен 0,46 эВ, что ниже энергии квантов фото-ионизирующего лазера. Скорость фотоионизации ионов кислорода пропорциональна интенсивности лазерного луча на длине волны 1,55 мкм (то есть при энергии фотонов 0,8 эВ) ν_photo [c^-1]≈1,4I_photo [Вт/см²] [4]. Когда включают фото-ионизирующий лазер 2, концентрация электронов растет, пока не достигает нового равновесного значения. Результирующая равновесная электронная плотность зависит от уровня радиации и интенсивности лазера. Для лавинного пробоя используют мощный CO₂-лазер 1, который генерирует импульсы интенсивностью до 10¹⁰ Вт/см² и длительностью 10-100 нс. Лавинный пробой происходит, когда интенсивность лазерного луча превышает пороговую интенсивность I_BD. В этом случае свободные электроны ускоряются и ионизуют молекулы со скоростью, превышающей скорость присоединения (образования ионов). Пороговую интенсивность лазера оценивают, приравнивая эффективное лазерное электрическое поле (точнее напряженность этого поля) пробивному постоянному полю E_BD=35 кВ/см. Интенсивность лазера равна I₀=сЕ₀²/8π, в практических единицах I_o [Вт/см²]=1,33×10³ E_o² [В/см] [5]. Эффективное лазерное поле равно E_eff=(1+ω²/ν_e)^-1/2Е₀, где ν_e=ν_en+ν_ei - частота электронных столкновений. Приравнивая E_BD=E_eff, получают пороговую интенсивность I_BD≈(с/2π)(ω²/ν_e²)E_BD² при условии ω>>ν_e. Полагая, что частота столкновений определяется в основном столкновениями электронов с нейтральными молекулами ν_en [с^-1]=10^-7N_nT_e^1/2 [эВ], где N_n=2,7×10¹⁹ см^-3 - число Лошмидта, Т_е - электронная температура, получают формулу для оценки пороговой интенсивности I_BD [Вт/см²]≈1,63×10⁶ω²/ν_e² [5]. В частности, для CO₂-лазера (ω=1,8×10¹⁴ с^-1) I_BD [Вт/см²]≈7×10⁹/Т_е [эВ]. Для инициирования пробоя часть электронов должна иметь энергию, превышающую потенциал ионизации молекул воздуха (15 эВ для азота, 12 эВ для кислорода). Поскольку это высокоэнергетические электроны хвоста функции распределения, электронная температура примерно равна Т_е=5 эВ. Тогда пороговая интенсивность CO₂-лазера равна 1,4×10⁹ Вт/см², что согласуется с экспериментальными данными [5]. Чтобы инициировать лавинный пробой хотя бы один свободный электрон должен быть в лазерном объеме с длиной, достаточной для ударной ионизации нейтральной молекулы и создания еще одного электрона, который продолжит процесс. Пробой происходит, когда скорость ударной ионизации начинает превосходить скорость присоединения электронов к молекулам. Эти скорости совпадают при интенсивности I_BD=4×10⁹ Вт/см², что соответствует эффективному электрическому полю E_eff=32 кВ/см. Время, требуемое для пробоя τ_b, является суммой статистического времени задержки τ_s и времени задержки формирования τ_f, то есть τ_b=τ_s+τ_f. Статистическое время задержки - это время появления электрона в оптическом объеме, в котором лазерная интенсивность превышает пороговую. Время задержки формирования - это время, за которое электронная плотность достигает критической величины. Его оценивают, предполагая, что электронная плотность растет экспоненциально со скоростью ν_ion≈ν_coll-η, то есть N_e(t)≈N_e(0)exp(ν_iont), где N_e(0) - начальная плотность электронов. Время задержки формирования определяют из равенства N_e(τ_f)=N_crit, то есть τ_f≈(1/ν_ion)ln(N_crit/N_e(0). Для лазерно-индуцированного пробоя критическая плотность - это плотность электронов, для которой электронная плазменная частота равна лазерной частоте. Когда электронная плотность достигает критической величины, лазерный луч отражается от плазмы. Отраженный луч может наблюдаться вблизи лазера и позволяет измерить общее время задержки пробоя τ_b. В предлагаемом способе детектирования время задержки формирования является сигнатурой присутствия радионуклидов. Время пробоя определяется параметрами лазерного импульса: пиковой интенсивностью и формой. На фиг. 2 показаны временные зависимости электронной плотности для разных значений фактора усиления ионизации α_rad (0 и 10⁴), полученные численными методами. В обоих случаях сначала происходит фотоионизация лазером на длине волны 1,55 мкм, интенсивностью 10⁵ Вт/см², длительностью импульсов 10 нс. Затем включают мощный СО₂-лазер с квадратным профилем и интенсивностью 4×10⁹ Вт/см². Разница во времени пробоя составляет примерно 2 нс и является измеряемой сигнатурой радиоактивности. Для ее измерения используют компактный безынерционный ИК фотоприемник 3 на основе эффекта фотонного увлечения, работу которого синхронизируют с работой CO₂-лазера. Этот эффект обусловлен передачей импульса фотонов свободным электронам или дыркам в легированном полупроводнике. Передача импульса приводит к переносу носителей в направлении распространения света. В результате между контактами на стороне образца, через которую производится засветка, и на противоположной стороне возникает разность потенциалов - э.д.с. фотонного увлечения. Ее величина зависит от подвижности носителей, времени релаксации импульса, интенсивности лазера, коэффициентов поглощения и отражения, частоты света. Например, при интенсивности 10⁵ Вт/см², подвижности 10³ см²/(В×с), коэффициенте поглощения 1 см^-1, коэффициенте отражения 0,3 э.д.с. составляет порядка 1 мВ для CO₂-лазера [6]. Постоянная времени менее 1 нс (определяется временем релаксации импульса - 1 пс).

На основе измерения разницы времен образования пробоя оценивают фактор усиления ионизации вблизи зондируемого источника и его массу. На фиг. 3 показаны зависимости времени задержки пробоя от фактора усиления ионизации при разных значениях интенсивности фото-ионизирующего лазера (1 - 10⁶, 2 - 10⁵, 3 - 10⁴ Вт/см²). Фактор ионизации пропорционален массе радиоактивного материала М и отношению средней энергии первичных электронов, создаваемых гамма-квантами, <Е> к энергии, требуемой для создания одной пары из вторичного электрона и иона, ΔЕ. Последняя примерно равна 35 эВ, тогда как <Е>=0,44 МэВ. Зависимость плотности гамма-квантов от расстояния R от источника радиации определяется формулой n_γ=AMexp(-R/L_γ)/2πR²c [4]. Здесь А - удельная радиоактивность (для Со-60 она равна 1,1×10³ Ки/г, 1 Ки=3,7×10¹⁰ распадов/с), М - масса, Lγ - пробег гамма-квантов в воздухе. Таким образом, фактор ионизации равен α_RMQ≈AM<E_e>exp(-R/L_γ)/2πL_γ,aΔER². Q - скорость ионизации, обусловленной фоновым излучением на уровне моря, примерно равна 20 пар/см³с. Например, на расстоянии 4 м от источника, содержащего 10 мг Со-60, фактор усиления ионизации равен α_RM=2,2×10⁴. Тогда минимальную детектируемую массу оцениваем по формуле М(г)≥4πL_γ,aR²ΔEν_iexp(R/L_γ)/AVτ<E>ν_i,eff. V - объем плазмы, τ - длительность импульса. Следует отметить различие между пробегом гамма-квантов в воздухе, определяемым общим сечением взаимодействия σ_Т вследствие рассеяния Комптона, Lγ=1/n_aσ_Т, от пробега, определяемого средним сечением поглощения σ_а, ответственного за генерацию свободных электронов, L_γ,a=1/n_aσ_а. Для гамма-квантов с энергией 1 МэВ, эти расстояния равны 130 и 280 м, соответственно.

Оценим детектируемую массу радиоактивного источника Со⁶⁰ при характерных параметрах: объем плазмы 2 см³, длительность импульса 100 нс, отношение частот ионизации 0,82, энергия гамма-кванта 1 МэВ. Получаем, что на расстоянии 20 м можно обнаружить 2 г радиоактивного вещества. Если же источник находится в свинцовом контейнере с пропусканием 1%, минимальная детектируемая масса равна 200 г.

Техническим результатом изобретения является снижение энергопотребления и массогабаритных параметров, повышение безопасности, надежности и быстродействия благодаря использованию компактного волоконного эрбиевого лазера, работающего на безопасной для глаз длине волны, а также компактного безынерционного ИК фотоприемника на основе эффекта фотонного увлечения.

Решаемая техническая проблема - оперативное и безопасное дистанционное обнаружение радиоактивных веществ в полевых условиях. Техническая реализация возможна благодаря использованию коммерческих лазеров и ИК фотоприемника.

Технический результат достигается при обеспечении совокупности всех существенных признаков изобретения.

Список литературы

1) US 7317191 B1, "Standoff radiation imaging detector", МПК G01J 1/42, опубл. 08.01.2008.

2) US 8890077 B2, "Remote detection of radiation", МПК G01T 1/205, опубл. 18.11.2014.

3) US 20160377761 A1, "Active remote detection of radioactivity based of electromagnetic signatures", G01V 8/00, опубл. 29.12.2016.

4) P. Sprangle, et al, Active Remote Detection of Radioactivity Based on Electromagnetic Signatures, Physics of Plasmas, 21, 013103, 2014.

5) J. Isaacs, C. Miao, P. Sprangle, Remote monostatic detection of radioactive material by laser-induced breakdown, Physics of Plasmas 23, 033507, 2016.

6) A.H. Пихтин, «Физические основы квантовой электроники и оптоэлектроники», М., «Высшая школа», 1983.