Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Поля вторичного излучения 30
1.1. Поля вторичного излучения из толстых мишеней, облучаемых релятивистскими протонами и ядрами на синхрофазотроне 32
1.1.1. Угловые распределения заряженных частиц вокруг толстых медной и свинцовой мишеней, облучаемых протонами, ядрами 4Не и 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон 32
1.1.2. Энергетические распределения нейтронов из толстой медной мишени, облучаемой ядрами 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон 41
1.2. Энергетические распределения нейтронов из толстой свинцовой мишени, облучаемой протонами с энергией 650 МэВ 46
ГЛАВА 2. Поля смешанного рассеянного излучения за защитами 54
2.1. Экспериментальные исследования за защитой фазотрона 56
2.2. Исследования угловых распределений потоков протонов и вклада протонов в суммарный поток частиц за защитами фазотрона и синхрофазотрона 71
2.3. Экспериментальные исследования за защитой синхрофазотрона 80
2.4. Исследования энергетических распределений нейтронов за защитами фазотрона и синхрофазотрона 88
2.5. Влияние заряженного компонента полей смешанного рассеянного излучения за защитами ускорителей на показания средств радиационного контроля 91
ГЛАВА 3. Опорные поля нейтронов 97
3.1. Градуировка средств измерений в опорных полях 110
ГЛАВА 4. Методические разработки в области радиометрии нуклонов в полях излучений ускорителе 113
4.1. Метод обработки спектрометрической информации путем решения системы интегральных уравнений 119
4.2. Многосферпая методика в экспериментах по исследованию рассеянного и вторичного излучения на ядерно-физических установках ОИЯИ 125
4.3. Комбинированный прибор для дозиметрии и радиомегрпи пешронов высокой энергии в полях смешанного рассеянного излучения 136
4.3.1. Градуировка комбинированного прибора, исследование его характеристик и восстановление спектров нейтронов по его показаниям 143
4.3.2. Измерение спектров нейтронов космического происхождения. 154
4.3.3. Использование комбинированного прибора для оперативного определения эквивалентной дозы и флюенса нейтронов с энергией 20-400 МэВ 157
4.4. E/dx-спектрометр протонов 161
4.4.1. Градуировка dE/dx-спектрометра по протонам упругого р-р рассеяния и восстановление спектров протонов 163
4.4.2. Измерения dE/dx-спектрометром на пучках фазотрона 169
4.5. Спектрометр по времени пролегадля исследования полей вторичных нейтронов на пучке релятивистских ядер 172
4.5.1. Обработка аппаратурных спектров и восстановление нейтронов 179
4.6. Средства монитор про вания пучков частиц 181
ГЛАВА 5. Радиометрия нейтронов в экстремальных условиях 185
5.1. Радиометр нейтронов с индиевым детектором для регистрации термоядерных нейтронов 186
5.2. Датчик нейтронов для работы в полях с высоким уровнем гамма-фона при контроле нераспространения делящихся веществ 193
ГЛАВА 6. Физическое обеспечение радиобиологических экспериментов 201
Основные результаты и выводы 212
Список литературы 218
Содержание 237
- Угловые распределения заряженных частиц вокруг толстых медной и свинцовой мишеней, облучаемых протонами, ядрами 4Не и 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон
- Исследования угловых распределений потоков протонов и вклада протонов в суммарный поток частиц за защитами фазотрона и синхрофазотрона
- Комбинированный прибор для дозиметрии и радиомегрпи пешронов высокой энергии в полях смешанного рассеянного излучения
- Датчик нейтронов для работы в полях с высоким уровнем гамма-фона при контроле нераспространения делящихся веществ
Угловые распределения заряженных частиц вокруг толстых медной и свинцовой мишеней, облучаемых протонами, ядрами 4Не и 12С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон
В случае "идеального" дозиметра при полном подобии формы спектральных распределений h(E) и R(E), т. е. в случае когда R(E) = k-h(E), Nrp= к. Однако в действительности, даже в пределах энергетического диапазона образцовых источников, эти распределения заметно различаются. Поэтому при измерении в реальном поле излучения со спектром ФР(Е) из-за различия между ФР(Е) и Фгр(Е) возникает дополнительная погрешность. Доза, измеряемая дозиметром в реальном поле ФР(Е), равна Mp-Nrp, где Мр — показания дозиметра в реальном поле излучения. Нормировка данных датчиков зонного (стационарного) радиационного контроля на результаты квалифицированных измерений дозы в реальных полях заключается в определении коэффициента D, отражающего влияние различия между ФР(Е) и Фгр(Е) на показания прибора. В этом случае измеренная дозиметром доза будет равна Mp-Nrp-D, Коэффициент D находится из результатов квалифицированных измерений дозы в реальном поле Нр с помощью спектрометра. Такой подход особенно удобен, если для зонного (стационарного) контроля на ускорителе используется автоматизированная система радиационного контроля (ЛСРК) с датчиками излучений, расположенными в фиксированных точках контролируемой зоны. Для метрологического обеспечения оперативного радиационного контроля на ускорителях с помощью переносных дозиметров и индивидуального контроля персональными дозиметрами данный подход неприемлем из-за неопределенности местоположения точки измерений или человека. Частичным решением этой проблемы может быть создание линейки опорных полей излучения, моделирующих реально существующие на ускорителях поля. Такие поля могут создаваться как на основе изотопных источников, так и на основе ускорителя (или отбираться из уже существующих). В СССР для ускорителей этот подход был впервые сформулирован в 80-х гг. на заседаниях подсекции "Радиационная защита и работа в условиях высоких уровней ионизирующего излучения" при Совете по проблемам ускорения заряженных частиц АН СССР. Под опорным полем подразумевается выделенная в пространстве область поля излучения с хорошо известными, стабильными и воспроизводимыми характеристиками, близкими к типовым, существующим в реальных условиях па ускорителе. ІЇ силу того, что в практике радиационного контроля на ускорителях реализуется компонентный метод, в первую очередь речь идет об опорных полях нейтронов, как основного компонента полей рассеянного излучения на ускорителях. Градуировка средств измерений в опорных полях с расширенным спектральным составом или моделирующими реальные поля излучения позволяет повысить достоверность радиационного контроля на ускорителях. Действительно, из уравнения (2) видно, что значение D тем ближе к 1, чем лучше Фгр(Е) моделирует ФР(Е).
Опорные поля позволяют также осуществить в условиях близких к реальным сличение приборов и методик радиационного контроля, используемых на различных ускорителях, для обеспечения единства измерений и исследовать в них функции отклика детекторов излучений.
Все вышеизложенные способы повышения адекватности радиационного контроля основываются на спектрометрии нейтронов, как наиболее достоверном методе измерения дозы. Поэтому другим возможным решением метрологической схемы могла бы стать аттестация спектрометра нейтронов на ускорителях в качестве образцового средства измерения. К сожалению, реализация этого подхода в настоящее время проблематична, поскольку в данном методе собственно спектрометр и специальный математический аппарат, применяемый для восстановления спектров нейтронов, неразрывно связаны. Необходимо унифицировать и стандартизовать не только многосферный спектрометр, но и метод восстановления спектров нейтронов по его показаниям. Проблемы, возникающие при этом, изложены в главе 4. Тем не менее, оба указанных подхода являются взаимосвязанными, и возможное решение проблемы метрологического обеспечения радиационного контроля по нейтронам на ускорителях представляется комплексным, опирающимся на связку "опорное поле - образцовое средство измерения".
Поля излучений, возникающие при работе циклических ускорителей, в принципе не стационарны. Однако для большого числа физических экспериментов осуществляется медленный вывод пучка из ускорителей, существенно нивелирующий временную микроструктуру пучка частиц и, соответственно, вторичного и рассеянного излучений. Процессы многократного рассеяния нейтронов, как в помещениях ускорителя, так и в замедлителях приборов, также приводят к "размазыванию" импульсного излучения. Тем не менее, на ускорителях моїут существовать режимы и зоны (источники, бустеры), в которых импульсность полей излучения сильно влияет на достоверность показаний средств дозиметрического контроля. Особенно остра эта проблема для ускорителей -источников синхротронного излучения. Разработка чувствительных радиометров нейтронов специально предназначенных для работы с импульсным излучением является отдельной важной задачей. Другим экстремальным режимом работы радиометра нейтронов является его работа в полях с очень высокой примесью гамма-фона, обусловленного, например, высокой наведенной активностью оборудования.
Ускорители релятивистских ядер позволяют моделировать в земных условиях поля излучений, формируемые галактическим космическим излучением (ТКИ) на борту околоземных и межпланетных аппаратов (по компонентам), решать проблемы защиты космических аппаратов и т. д. Ускорители релятивистских ядер являются также удобным инструментом для изучения радиобиологических эффектов от частиц с линейной передачей энергии (ЛПЭ) от долей до тысяч кэВ/мкм. Радиобиологические эксперименты по исследованию закономерностей и механизмов мутагенного действия излучения имеют важнейшее фундаментальное и прикладное значение. Исследования закономерностей и механизмов возникновения стохастических эффектов, индуцированных излучениями с разной ЛПЭ в биологических объектах, позволяют сделать оценки радиационного риска и допустимых уровней профессионального облучения (в том числе, для экипажей космических кораблей в глубоком космосе). На Нуклотроне ЛВЭ ведется изучение генетического действия излучений с разными физическими характеристиками, влияния тяжелых заряженных частиц на структуры зрительной рецепции, планируется использование пучков тяжелых ионов в терапии раковых заболеваний.
Исследования угловых распределений потоков протонов и вклада протонов в суммарный поток частиц за защитами фазотрона и синхрофазотрона
С точки зрения физики защиты на ускорителях первоочередной задачей является получение информации об источниках вторичного излучения, формируемых ускоряемыми частицами или транспортируемыми пучками частиц при взаимодействии с деталями ускорителя или мишенями. Большинство источников вторичного излучения являются протяженными (камера ускорителя, тракты проводки пучка и т. д.). Интенсивность протяженных источников вторичного излучения определяется потерями частиц в процессе ускорения или транспортировки пучка. На резонансных циклических ускорителях эффективный вывод пучка из камеры является сложной задачей и, обычно, удается вывести не более 50-60 % частиц. При работе ускорителя на внутреннюю физическую мишень с ней может взаимодействовать до 90 % ускоренного пучка. На выведенном пучке, помимо распределенных по тракту потерь, можно выделить ряд локальных источников, обусловленных повышенными величинами потерь частиц на отдельных элементах ускорителя (элементы магнитной оптики, устройства диагностики и т. д.) Минимизация потерь частиц - одна из важнейших задач ускорительной техники. Физические мишени и детекторы, размешенные на пучках выведенных частиц, также являются источниками вторичного излучения.
При исследовании элементарных актов ядерных взаимодействий физические мишени на выведенных пучках частиц представляют собой тонкие слои вещества в различных агрегатных состояниях, с которыми взаимодействует лишь малая доля частиц пучка. По спектрально-угловым распределениям вторичных частиц, рождающихся в элементарных актах, накоплен обширный экспериментальный материал и разработаны хорошо согласующиеся с экспериментом теоретические модели. В экспериментах по физике защиты (и в некоторых других физических задачах) используются гораздо более массивные мишени, в которых происходит процесс многократных, статистически независимых актов взаимодействия с ядрами вещества. Толстые мишени моделируют ситуации, имеющие место при высадке пучка частиц на конструкционных деталях ускорителя. Материал толстой мишени типичен для ускорителей - сталь, медь, реже свинец. Понятие "толстая" мишень относительно и зависит от энергии первичных частиц. Здесь и далее под толстой мишенью подразумевается мишень, в формировании поля вторичного излучения вокруг которой существенную роль играет межъядерный каскад, или мишень, толщина которой сравнима с ионизационным пробегом первичных частиц. Во многих случаях бывает также важно, чтобы диаметр толстой мишени был сравним с пробегом вторичного излучения до неупругого взаимодействия в ее материале, иначе в боковом направлении из мишени будут вылетать частицы, рожденные преимущественно в элементарных актах взаимодействия первичного излучения, а не вторичное излучение, сформированное в процессе межъядерного каскада. Таким образом, отнесение конкретной мишени к категории толстой или тонкой зависит от энергии частиц пучка и рассматриваемой задачи. На ускорителях с варьируемой в широком диапазоне энергией частиц одни и те же элементы конструкции ускорителя могут являться, поэтому, аналогами как толстой, так и тонкой мишеней.
Помимо физики защиты толстые размножающие мишени используются также в ряде прикладных физических задач, например, в исследованиях электроядерного способа получения энергии, трансмутации радиоактивных отходов и т. д .
Результаты экспериментальных исследований дифференциальных и интегральных характеристик вторичного излучения, генерируемого в мишенях, можно интерпретировать для целей проверки методов расчета в терминах источника излучений (дифференциального по углу и энергии распределения выхода из мишени излучения данного вида F(E, П)аЕ-сіП), однако такой подход приемлем лишь в случае "хорошей" геометрии измерений (когда мишень можно считать точечной в условиях эксперимента). Во многих реальных случаях результаты измерений удобнее интерпретировать в терминах поля излучения вокруг мишени. Происхождение излучения (собственно источник) при этом не рассматривается. Важны лишь количество частиц, их энергия и направления, откуда они пришли в рассматриваемые области пространства вблизи мишени. Наиболее подробно информация о поле излучения задается пространственным энергетически-угловым флюеисом частиц ф(г, Е, П)6. Результаты исследований, приведенных в диссертации, используют оба описанных подхода в зависимости от условий измерений.
Как уже упоминалось выше, экспериментальные данные о двойных дифференциальных характеристиках полей вторичного излучения из толстых мишеней, облучаемых высокоэнергетичньш первичным излучением, ограничены и бессистемны. К тому же в небольшом числе поставленных экспериментов чаще всего исследовалась заряженная компонента поля вторичного излучения из мишеней, облучаемых протонными пучками. В работе [39] автором систематизированы немногочисленные исследования двойных дифференциальных характеристик полей нуклонов вокруг толстых мишеней, выполненных до 1980 г. С тех пор ситуация существенно не изменилась. Вновь обострившийся в последние годы интерес к проблемам электроядерного способа получения энергии и трансмутации ядерных отходов стимулировал экспериментальные исследования межъядерного каскада в толстых мишенях с Z 82. Однако эксперименты по исследованию нейтронного компонента полей вторичного излучения, генерируемых при взаимодействии протонов высоких энергий в толстых мишенях, остаются единичными [40], несмотря на настоятельную потребность в таком экспериментальном материале. Быстрое развитие в последние десятилетия ускорителей тяжелых ионов на высокие энергии обострило существующую проблему в силу особенностей ядро-ядерных реакций. Ощущался явный дефицит экспериментальных данных о рождении нейтронов даже в элементарных актах взаимодействия высокоэнергетичных ядер с веществом. Данных же о развитии межъядерного каскада, инициированного тяжелыми релятивистскими ядрами в толстых мишенях, не было. Первые эксперименты по сравнительному исследованию полей вторичного излучения вокруг толстых свинцовой и медной мишеней были поставлены в ОИЯИ в 1983 г. па пучках протонов, ядер 4Не и ,2С с энергией 3,65 ГэВ/нуклон синхрофазотрона ЛВЭ [41, 42]. Мишени, выполненные в виде цилиндров диаметром 10 см и толщиной по пучку 116,5 г/см2 (медная мишень)
Комбинированный прибор для дозиметрии и радиомегрпи пешронов высокой энергии в полях смешанного рассеянного излучения
Распределение на внутренней поверхности защиты имеет характерный минимум, обусловленный "тенью" от мишени по направлению пучка. Необходимо отметить, что, во-первых, в активанию детекторов на внутренней поверхности защиты заметный вклад даег заряженный компонент излучения из мишени и, во-вторых, что вклад альбедных адронов из защиты в активацию детекторов несколько размывает данное распределение. При измерениях на внешней поверхности защиты, вкладом в активацию детекторов от обратного рассеяния частиц из воздуха можно пренебречь и показания детекторов в терминах поля излучения (флгоенс частиц) и в терминах источника (выхода частиц с единичной площадки защиты) численно равны. Распределение на внешней поверхности защиты в геомегрии II существенно более плоское, поскольку при этом облучается значительная часть внутренней поверхности защиты. В первом приближении эту геометрию можно (на ограниченной площади) рассматривать как аналог плоского монопаправленного источника.
Дифференциальная угловая зависимость плотности потока протонов измерялась в трех точках непосредственно за защитой (граница среда-воздух): в точке пересечения плоскости защиты с продолжением оси пучка (точка 1); в точке пересечения плоскости защиты с нормалью из точки падения пучка на мишень (точка 3) и в промежуточной точке 2. Измерялся счет телескопа, нормированный на 1 упавший на защиту (геометрия I) или на мишень (геометрия К) протон пучка, при вращении оси телескопа на углы 6 и ср в выбранной системе координат (см. рис. 25). Начало системы совмещено с рассматриваемой точкой г„", плоскость ZY - с плоскостью защиты, Пт- единичный вектор оптической оси телескопа. Счет телескопа N связан с плотностью потока протонов через единичную площадку защиты в точке г следующим соотношением: где (r,n)/cosro - дифференциальная угловая зависимость плотности потока протонов с энергиями от Emi„ до Етак в точке г на поверхности защиты; со - угол между Пт и осью X (cosco — sin9-coscp); Ч (г) - телесный угол, в котором летящие из точки г в направлении П протоны регистрируются телескопом; S - множество точек г, излучение из которых регистрируется телескопом. Величины Ч (г)и S зависят от размеров сцинтилляторов, базы телескопа и геометрии измерений. В предположении, что Ф(г,П) слабо зависит от г и П в пределах S, приведенное выражение можно в первом приближении записать в виде:
Для сщштилляторов прямоугольной формы существует аналитическое выражение Г(Пт). Первое допущение, использованное при вычислении Г(Пт), сводится к необходимости иметь достаточно малую величину lF(r). В данных измерениях значение телесного угла не превыгпало 3-Ю 3 ср при угловом разрешении телескопа ± 2,9". Корректность второго предположения о слабой зависимости Ф(г,П)от г можно оценить из результатов измерений пространственных распределений флюенсов адронов (рис. 25), считая, что соотношение между потоками протонов и нейтронов в рассматриваемых точках меняется слабо. Тогда распределение Фа(У) можно интерпретировать как распределение в относительных единицах Ф(г), где г —координата точки на оси Y. Максимальный размер S по оси Y составлял 8,4 см, поэтому в геометрии 1 (где градиент поля максимальный) для точки 1 изменение Fa(Y) в пределах S составляет менее 7,5 %, для точки 2 - менее 1 %. Для геометрии 2 эти изменения существенно меньше. Поэтому данный подход позволил уверенно интерпретировать результаты в терминах угловой плотности потока протонов в рассматриваемых точках, т.е. как число протонов в интервале энергий 43 — 630 МэВ, проходящих за 1 с в телесном угле 1 ср в направлении ІІт через площадку защиты 1 см2 в точке при падении па внутреннюю поверхность защиты или мишень 1 протона пучка.
На рис. 26 представлены диаграммы направленности Ф(г0,Пт) в зависимости от 0 и ([) в геометрии I облучения защиты. Значения углов (ртлх\, фтахг, Фшахз в которых функция Ф(90, ср) достигает максимумов, определяют Птах, продолжения которых сходятся в некотором малом объеме внутри защиты. Этот факт свидетельствует о существовании в защите "эффективного" источника нейтронов, формирующего в последних слоях защиты заряженный компонент поля. Данный источник расположен на глубине 40 см по пучку протонов, т.е. примерно соответствует длине пробега в бетоне протонов до неупругого взаимодействия. Для сравнения, длина ионизационного пробега протонов пучка в бетоне 86 см н их средняя энергия на глубине 40 см составляет 450 МэВ. Этот результат подтверждает представления о том, что даже в случае протонного источника высокой энергии и относительно малой толщины защиты, формирование поля за ней практически полностью определяется транспортом высокоэпергстичных нейтронов, генерируемых, преимущественно, в первых же ядерных взаимодействиях. Заряженные частицы, вылетающие из защиты, образуются от нейтронов в её относительно тонком последнем слое, поэтому между заряженным и нейтронным компонентами поля существует динамическое равновесие. С ростом толщины защиты такая явная геометрическая корреляция будет размываться из-за относительного увеличения вклада в формирование поля ядер но-нейтронных взаимодействий большей кратности и смягчения спектра нейтронов в последнем слое защиты. В случае геометрии II диаграмма направленности, как и следовало ожидать, демонстрирует слабую зависимость от положения точки измерения (рис. 27).
Датчик нейтронов для работы в полях с высоким уровнем гамма-фона при контроле нераспространения делящихся веществ
Как было показано в результате измерений, выполненных на ускорителях ОИЯИ в различных режимах работы и геометриях "источник-защита", доля заряженного компонента в полном флюенсе адронов может варьироваться от нескольких процентов в относительно "мягких" полях за защитой до 25 % в очень "жестком" поле (тонкая ловушка пучка релятивистских ядер на синхрофазотроне). Эти результаты хорошо согласуются с экспериментальными оценками на других ускорителях, в частности, на синхротроне ИФВЭ (Протвино) [5, 75]. Основным видом заряженных частиц являются протоны, однако с ростом "жесткости" спектров при энергиях первичных частиц свыше 1 ГэВ/иуклон возрастает вклад заряженных тс-мезопов. Так, при энергиях протонов пучка 70 ГэВ в "жестких" спектрах доля протонов во флюенсе заряженных частиц может снижаться до 50 %, Незначительная примесь мюонного компонента за защитами синхрофазотрона ЛВЭ при энергиях ускоренных частиц в несколько ГэВ/нуклон не оказывает практического влияния ни на конфигурацию защит, ни на величину дозы излучения.
Из практики дозиметрического контроля на ускорителях известно, что основная часть дозовой нагрузки персонала обусловлена гамма-излучением, хотя при работающем ускорителе основной вклад в дозу излучения за защитами дают нейтроны широкого спектра энергий [84]. Этот факт связан с тем, что коллективная доза собственно персонала ускорителей (сотрудников групп ремонта и эксплуатации ускорителей), который составляет большую часть облучаемого на ускорителях контингента, обусловлена, в основном, гамма-излучением от наведенной активности при выполнении наладочных и ремонтных работ. Другую группу (меньшей численности) образуют физики-экспериментаторы, облучающиеся, главным образом, в полях смешанного (нейтроны + гамма-кванты) излучения за защитами работающих ускорителей, и основная методическая трудность контроля связана с корректным определением у них индивидуальной дозы нейтронов.
Индивидуальный дозиметрический контроль нейтронов в ОИЯИ осуществляется с помощью пленок с ядерной эмульсией типа "К" толщиной 20 МКМ по протонам отдачи (методика индивидуального фотографического контроля дозы нейтронов ИФКи). Данный метод хорошо зарекомендовал себя при контроле облучаемости в реакторных спектрах нейтронов. Однако, в нолях излучения за защитами ускорителей примесь заряженного компонента приводит к существенному завышению показаний ядерных эмульсий [84], поскольку наряду с протонами отдачи от быстрых нейтронов регистрируются и внешние протоны. Ситуации, при которых формируется очень "жесткое" поле рассеянного излучения за защитой со значительным вкладом заряженного компонента, на практике возникают редко. Типичное значение доли заряженного компонента в полном флюенсе адронов составляет на ускорителях ОИЯИ 3-6 %. Но даже при такой доле протонов завышение кажущихся показаний эмульсий может достигать десятков раз. Поэтому основная задача контроля по нейтронам на ускорителях состояла в селекции вклада внешних протонов в показания детекторов с ядерной эмульсией.
При просмотре облученной эмульсии на микроскопе, треки, в зависимости от длины разрывов, разделялись на две группы: "серые" и "черные" с порогом разделения по энергии протонов 50 МэВ. Образование "серых" треков считалось преимущественно связанным с регистрацией внешних протонов, а "черные" считались треками от протонов отдачи [86]. Показания дозиметра корректировались затем в зависимости от соотношения числа "серых" и "черных" треков.
Выполненные за защитой фазотрона ЛЯП исследования заряженного компонента поля излучения позволили осуществить экспериментальную проверку метода коррекции показаний дозиметров. Данные о спектрально-угловых зависимостях плотности потока протонов за 2-х метровой защитой в точке 2 в геометриях I и II позволили, путем интегрирования спектров по углу, получить в первом приближении энергетические флюенсы протонов, представленные на рис. 51. Энергетический флюенс нейтронов (рис. 30) был измерен в этой точке многосферной методикой. Чувствительность эмульсии к нейтронам с энергией 0,5 -300 МэВ, была рассчитана методом Монте-Карло [87, 88]. Чувствительность дозиметра к внешним протонам в диапазоне их энергий 15 - 150 МэВ принималась равной 1 трек/протон при энергиях протонов меньших 15 МэВ и нулю при энергиях больших 150 МэВ. Здесь 15 МэВ - минимальная энергия протонов для проникновения через упаковку дозиметра, а 150 МэВ - верхний предел энергии регистрируемых протонов, определяемый минимальной длиной трека, который может быть идентифицирован и, соответственно, минимальным значением удельных ионизационных потерь энергии протонов). Путем свертки функций чувствительности дозиметра к нейтронам и протонам со спектрами нейтронов и протонов определялось число "серых" (Nc) и "черных" (N,,) треков и сравнивалось с результатами просмотра дозиметров ИФКн, облученных в данной точке поля [89, 0 8 .6 4 90]. При этом, на основе анализа расчетных спектров, принималось, что число внешних протонов в интервале энергии 15-40 МэВ составляет 15 % от числа протонов с энергиями 40 - 150 МэВ. Результаты сравнения расчетной и экспериментальной плотностей "серых" и "черных" треков на траверсе микроскопа площадью 0,0225 см2, представлены в таблице П. Отношение Н/ N4 в данных условиях облучения дозиметра равнялось 25.
Расчетное и измеренное числа "серых" и "черных" треков хорошо согласуются с результатами просмотра эмульсий, что свидетельствует об адекватности применяемого критерия для селекции эффекта от внешних протонов. Применение коррекции показаний дозиметров дало значение мощности эквивалентной дозы нейтронов в данной точке поля 1,28 мЗв/час, а значение этой величины, рассчитанное путем свертки нейтронного спектра с энергетической зависимостью удельной эквивалентной дозы нейтронов, равнялось (0,87 ± 0,11) мЗв/час. Такая степень консервативности при определении индивидуальных доз персонала вполне приемлема в рутинных измерениях. В публикации МКРЗ № 35 [91] рекомендуемая суммарная погрешность измерения дозы внешнего излучения задается в зависимости от её значения: +[ при дозе 10 мЗв и при дозе от 10 до 50 мЗв.
