Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Радиоэкологические проблемы использования трансурановых элементов 7
1.1 Физические и ядерные свойства плутония 10
1.2 Химические свойства и опасности плутония 14
1.3 Важные соединения плутония и их использование 15
1.4 О Биологическом действии плутония 17
1.5 Физика деления ядер 18
1.5.1 Элементарная теория деления 20
1.5.2.Энергия деления 24
1.6 Калифорний 32
ГЛАВА 2. Спектрометры тяжёлых заряженных частиц 35
2.1 Принцип работы спектрометра ядерного излучения 37
2.1.1 Создание электронно-дырочных пар в полупроводниковых детекторах 42
2.1.2 Фактор Фано 42
2.1.3 Сбор заряда в полупроводниковых детекторах [17,18] 43
2.1.4 Тяжелые Заряженные Частицы 45
2.1.5 Плазменные Эффекты 46
2.2 Радиометры спектрометры 52
2.2.1 Спектрометрические рабочие станции Octete PC и СЭС-13 53
ГЛАВА 3. Электронные блоки радиометра спектрометра 57
3.1 Усилитель сигналов от детектора заряженных частиц 57
3.2 Измерение амплитудного значения сигналов 59
3.3 Способы преобразования аналогового сигнала в цифровой код 61
3.4 Обработка информации 65
ГЛАВА 4. Принципы синтеза спектрометра с миллисекундным временем сбора заряда 66
4.1 Детектор, предусилитель и усилитель 66
4.2 Аналого-цифровой преобразователь 72
4.3 Микропроцессорная система и интерфейс 77
4.4 Конструкция прибора 85
4.5 Технические характеристики прибора 86
4.6 Программное обеспечение 86
ГЛАВА 5. Метрологические свойства радиометра спектрометра 88
5.1 Внешний вид радиометра - спектрометра для регистрации осколков деления 252Cf. 88
5.2 Приборная форма линии для а -излучения 88
5.3 Регистрация спектра осколков деления 89
5.4 Расчеты спектра осколков деления в кремнии 95
Заключение і03
Литература 105
- Важные соединения плутония и их использование
- Сбор заряда в полупроводниковых детекторах [17,18]
- Способы преобразования аналогового сигнала в цифровой код
- Микропроцессорная система и интерфейс
Введение к работе
Актуальность проблемы. Радионуклид 2И cf наряду с альфа распадом имеет высокую вероятность спонтанного деления, за счет чего является уникальным источником тяжёлых ионов, которые представляют собой осколки деления. Их энергетические характеристики позволяют использовать данный радионуклид в различных задачах моделирования действия тяжёлых ионов, заменяя, таким образом, дорогостоящие эксперименты на ускорителях тяжёлых заряженных частиц. Его роль в практике как источника тяжелых ионов будет возрастать ввиду расширения сфер применения. К ним можно отнести различные эксперименты по радиационной стойкости, применения этого препарата в медицине и другие, в которых осколки деления могут использоваться вместо ускорителей тяжелых ионов. В связи с широким распространением источников излучения на основе ч возникает радиоэкологическая задача создания простых методов и средств контроля этого изотопа методом регистрации осколков деления. Необходимо отметить, что возможность замены контроля осколков деления измерением спектра а частиц не решает задачи, т.к. существует много нуклидов, которые создают мешающие сигналы с близкими энергиями. Поэтому необходимо разработать систему раздельной регистрации осколков деления без а - частиц.
Наиболее информативными измерениями радиации являются спектрометрические, которые наряду с данными о поле излучения, представляют также и распределение частиц по энергиям. Этот метод незаменим и при исследовании источников радиации, испытывающих спонтанное деление.
Обычно задача спектрометрии осколков деления решается на основе времяпролетной методики, которая весьма дорогая, а сложные в обслуживании устройства, не подходят для радиоэкологической практики. В тоже время наличие дешевых спектрометров тяжелых заряженных частиц на основе кремниевых поверхностно - барьерных детекторов позволило бы решить задачу более доступными методами.
Для этого была разработана специализированная система, в которой учтена специфика задачи. Её структура ничем не отличается от обычного спектрометра за исключением предусилителя. В отличие от обычно используемой микросекундной постоянной времени интегрирования заряда при его увеличении возникает возможность расширенной калибровки спектрометрического тракта за счёт многократных наложений моноэнергетических альфа частиц. Этот приём выгодно использовать при регистрации осколков деления Cf-252. В этом случае калибровка спектрометра может быть осуществлена с помощью собственного альфа излучения источника. Ложные структуры на спектре осколков деления устраняются при математической обработке спектра.
Цель работы. Целью диссертационной работы являлось обоснование и развитие нового подхода к спектрометрическим измерениям, который может быть более эффективным по сравнению с имеющимся.
Научная новизна и практическая значимость работы. Научную новизну проделанной работы характеризуют следующие результаты:
1. Впервые для регистрации тяжёлых заряжённых частиц создан полупроводниковый детектор больщой площади ДКПС-500сд и предусилитель(ПУ) с постоянном временем порядка 1 мс.
2. Впервые экспериментально показано, что при таком миллисекундном постоянном времени интегрирования заряда происходят многократные наложения моноэнергетических альфа частиц и, следовательно, хорошо заметны даже тройные совпадения (энергия, выделяющаяся в ППД 18,600 МэВ).
3. Обнаружено, что при регистрации осколков деления дефект амплитуды импульса в полупроводниквом детекторе не велик в диапазоне энергии 100 Мэв. Потеря зарядов за счёт реконбинации составляет 4 - 8 %. Точность калибровки составляет 10%.
4. Установлено, что калибровка спектрометра может осуществлена с помощью собственного альфа излучения источника.
5. Предложен метод БФП для задачи устранения случайных зигзагов и ложных пиков от совпадений альфа частиц на спектре осколков деления.
Практическая значимость работы заключается в том, что результаты исследования позволяют дать ряд обоснованных рекомендаций экспериментаторам и специалистам-разработчикам по способам создания метода регистрации осколков деления с миллисекундным временем интегрирования заряда., а также представляют интерес для исследователей, работающих в области физики тяжёлых ионов.
Важные соединения плутония и их использование
Поглощение 500 мг плутония как мелкораздробленного или растворенного материала может привести к смерти от острого облучения пищеварительной [2] системы за несколько дней или недель. Вдыхание 100 мг плутония в виде частиц оптимального для удержания в легких размера ведет к смерти от отека легких за 1-Ю дней. Вдыхание дозы в 20 мг ведет к смерти от фиброза, примерно за 1 месяц. Для доз много меньших этих величин проявляется хронический канцерогенный эффект.
При хроническом действии плутоний будет долгое время присутствовать в организме человека. Вдыхание аэрозольных частиц с размерами 1-3 мкм весьма вероятно ведет к постоянному нахождению их в легких [7]. Самая вероятная химическая форма попадающего в тело плутонии, это оксид плутония. Оксид используется в реакторном топливе, и частицы металлического плутония быстро окисляются на воздухе. Оксид почти нерастворим в воде.
На протяжении всей жизни риск развития рака легких для взрослого, примерно зависит от количества попавшего в тело плутония. Прием внутрь 1 микрограмма плутония представляет риск в 1% развития рака. Нормальная вероятность рака 20%.Соответственно 10 микрограмм увеличивают риск рака с 20% до 30%.Попадание 100 микрограмм или более, гарантируют развитие рака легких обычно через 12-15 лет, хотя свидетельства повреждения легких могут появиться в течение нескольких месяцев.
Плутоний обычно содержится в биологических системах в валентности +4,имеяхимическое сходство с Fe 3+. Если он проникает в систему кровообращения, то с большой вероятностью начнет концентрироватся в тканях, содержащих железо: в костном мозге, печени, селезенке. Если 1,4 микрограмма плутония осядет в костях взрослого человека, то в результате ухудшается иммунитет и через несколько лет может развиться рак.
Международная комиссия по радиологической защите установила норму ежегодного поглощения на уровне 280 нанограмм. Это значит, что для профессионального облучения концентрация плутония в воздухе не должна превышать 7 пикокюри/м или 0.26 Бк/м .Период биологического полувыведения плутония 80-100 лет при нахождении в костой ткани, т.о. концентрация его там практически постоянна. Период полувыведения из печени- 40 лет.
В 1934 г. Ферми начал опыты по облучению урана медленными нейтронами от радий-бериллиевого источника. Целью этих опытов, послуживших толчком к многочисленным аналогичным экспериментам, выполненным в других лабораториях, было обнаружение неизвестных в то время трансурановых элементов, которые предполагалось получить в результате распада образующихся при захвате нейтронов изотопов урана. Новые радиоактивные продукты действительно были найдены, однако дальнейшие исследования показали, что радиохимические свойства многих "новых трансурановых элементов" отличались от ожидаемых. Исследование этих необычных продуктов продолжалось вплоть до 1939 г., когда радиохимики Ган и Штрассман доказали, что новые активности принадлежат не тяжелым элементам, а атомам среднего веса. Правильная интерпретация необычного ядерного процесса была дана в том же году Мейтнер и Фришем, предположившими, что возбужденное ядро урана делится на два приблизительно равных по массе осколка. На основании анализа энергий связи элементов периодической таблицы они пришли к выводу, что в каждом акте деления должно освобождаться очень большое количество энергии, в несколько десятков раз превышающее энергию, выделяющуюся при распаде. Это подтверждалось опытами Фриша, зарегистрировавшего в ионизационной камере импульсы от осколков деления, и Жолио, показавшего на основании измерения пробегов осколков, что последние обладают большой кинетической энергией.
Из рис.1.1 видно, что наибольшую устойчивость имеют ядра с А = 40-120, т.е. находящиеся в середине периодической таблицы. Энергетически выгодными являются процессы соединения (синтеза) легких ядер и деления тяжелых ядер [8]. В обоих случаях конечные ядра располагаются в той области значений А, где удельная энергия связи большее, чем удельная энергия связи начальных ядер. Поэтому указанные процессы должны идти с выделением энергии. Пользуясь данными по удельным энергиям связи, можно оценить энергию, которая освобождается в одном акте деления. Пусть ядро с массовым числом А1 = 240 делится на два равных осколка с А2 = 120. В этом случае удельная энергия связи осколков по сравнению с удельной энергией связи начального ядра увеличивается на 0.8 МэВ (от 7.6 МэВ для ядра с Al = 240 до 8.4 МэВ для ядра с А2 = 120). При этом должна выделяться энергия Е = 240(8.4-7.6) МэВ =200 МэВ.
В 1939 г. Н. Бор и Уилер, а также Френкель еще задолго до того, как деление было всесторонне изучено экспериментально, предложили теорию этого процесса, основанную на представлении о ядре как о капле заряженной жидкости. Деление энергетически выгодно, когда Z2/A 17. Величина Z2/A называется параметром делимости. Энергия Е, освобождающаяся при делении, растет с увеличением Z2/A; Z2/A = 17 для ядер в районе иттрия и циркония. Из полученных оценок видно, что деление энергетически выгодно для всех ядер с А 90. Почему же большинство ядер устойчиво по отношению к самопроизвольному делению? Чтобы ответить на этот вопрос, посмотрим, как меняется форма ядра в процессе деления.
В процессе деления ядро последовательно проходит через следующие стадии шар, эллипсоид, гантель, два грушевидных осколка, два сферических осколка. Как меняется потенциальная энергия ядра на различных стадиях деления? После того как деление произошло, и осколки находятся друг от друга на расстоянии, много большем их радиуса, потенциальную энергию осколков, определяемую кулоновским взаимодействием между ними, можно считать равной нулю.
Сбор заряда в полупроводниковых детекторах [17,18]
Немаловажное влияние на работу детектора оказывает источник напряжения смещения детектора. Требования, предъявляемые к источникам питания ППД, зависят от типа детектора, т. е. материала, из которого он изготовлен, вида и метода образования перехода, его толщины и размеров.
Напряжение смещения, которое подается на тонкие (с толщиной слоя до 1мм) кремниевые поверхностно-барьерные и диффузионные детекторы, обычно не превышает 10—30 В. Для них характерна зависимость емкости перехода от напряжения С—г--, так что изменение напряжения приводит к изменению емкости С и пропорциональному изменению амплитуды импульса напряжения. Соответственно изменение напряжения питания приводит к изменению амплитуды импульса, как т.е. при требовании 1%-ной стабильности амплитуды импульса, Щ и необходим источник питания с 0,5%-ной стабильностью. Если в качестве параметра, несущего информацию об энергии излучения, используется не амплитуда импульса напряжения, а заряд, то требования к стабильности источника напряжения смещения могут быть в зависимости параметров последующей схемы значительно снижены (до нескольких процентов)[11]. Энергия, потерянная излучением в полупроводниковых детекторах в конечном счете приводит к созданию пар электронно-дырочных пар. Детали процессов, через которые излучение создает электронно-дырочные пары, не известны, но средняя энергия необходимая для создания электронно-дырочных пар в данном полупроводнике при данной температуре независит от типа и энергии радиации. Её значения: 3.62 эВ в кремнии при комнатной температуре; 3.72 эВ в кремнии при 80 К; и 2.95 эВ в германии при 80 К.
Учитывая, что запрещенная зона имеет значения - 1.115 эВ для кремния при комнатной температуре, и - 0.73 эВ для германия при 80 К, ясно, что не вся энергия излучения тратится на разрыв ковалентных связей. Часть энергии, в конечном счете, передаётся решетке в виде фононов. Постоянное значение энергии образования электронно-дырочных пар для различных типов радиации и для различных энергий даёт возможность использования полупроводниковых детекторов в ядерной спектроскопии [15].
Если вся энергия, потерянная радиацией в полупроводнике была потрачена на разрыв ковалентных связей в чувствительном объеме детектора, никаких отклонений не будет в числе электронно-дырочных пар, произведенных излучением данной энергии. При применимости распределения Пуассона дисперсия числа электронно-дырочных пар п была бы п 2 = п [16]. Фактически, эта гипотеза не моделирует действительность. Поскольку излучение создаёт ливень электронно-дырочных пар. В конце концов, энергия электронов становится близкой энергии ионизации, необходимой для создания электронно-дырочной пары в детекторе. Наличие многих механизмов потери энергии даёт возможность для включения различных механизмов её передачи. Таким образом, фактор Фано F введен, для того чтобы изменить соотношение Пуассона для дисперсии и среднего значения. Уравнение может быть написано как
В случае, когда нет никаких отклонений в числе электронно-дырочных пар, был бы нолем; в случае, где применимо распределения Пуассона, F был бы равен /. Так как энергия, необходимая для создания электронно-дырочных пар в датчиках полупроводника намного меньше, чем энергия излучения, можно заключить, что F ближе к нулю, чем к 1. Истинное значения F для кремния и германия все еще неизвестны; противоречивые теории не имеют экспериментального подтверждения. Однако, принимая значение 0.1 для F и в кремнии, и в германии, получается удовлетворительное соответствие с экспериментальными результатами в большинстве случаев.
Рекомбинация и захват в ловушки - два процесса, которые препятствуют собиранию заряда, - характеризуются средним временем жизни, в течение которого носитель остается свободным. Так как скорость носителя равна рЕ, то за время жизни он может пройти расстояние рЕг. Эту величину называют длиной захвата. В р— п переходе отсутствие свободных носителей в чувствительной области строго ограничивает рекомбинацию, так что можно ожидать что основным механизмом, приводящим к плохому собиранию заряда, является захват в ловушки. Эффективное собирание заряда достигается только в том случае, если длина захвата велика по сравнению с толщиной чувствительной области прибора. В кремниевых диодах время жизни носителей редко настолько мало, чтобы привести к серьезным потерям при захвате в ловушки. Например, в кремнии(10000 Ом см) время жизни носителя равно 1 мксек, при этом потеря заряда только 0,5%. Однако, если кристалл поврежден или если он сильно легирован примесными атомами, способными образовывать "глубокие ловушки", время жизни носителя может быть равным нескольким наносекундам, и тогда потеря заряда будет значительной. Здесь ионизующая частица падает на поверхность детектора, создавая след из электронно-дырочных пар с плотностью N(y) на единицу длины. Предполагается, что глубина обедненного слоя w больше пробега частицы R и что электрическое поле Е =-dV(x)/dx—известная функция координат. Электроны, созданные на отрезке у-у+ду, под действием поля Е движутся справа налево. За время St они пройдут расстояние 5х, а их число уменьшится в отношении St/Te если те—время жизни электронов. (Это время — время жизни носителя в обедненной области, и оно будет в основном значительно короче, чем то, которое дают изготовители материала, измерявшие время жизни при совершенно других условиях.) Но StfSxJueE , где Це .подвижность электронов. Следовательно, величина заряда, достигшего точки х, на конечном расстоянии от у равна
Способы преобразования аналогового сигнала в цифровой код
Последний блок в структурной схеме - амплитудный анализатор, производящий накопление спектра амплитуд импульсов, усиленных предыдущими каскадами. Амплитудный анализатор - сложное электронное устройство, имеющее различное исполнение. Вершиной совершенства, в настоящее время, являются анализаторы, имеющие в своем составе распределенные вычислительные средства, которые управляют процессом сбора, обработки и представления информации. Самым простым амплитудным анализатором является дифференциальный дискриминатор, пропускающий на выход лишь импульс амплитудой не менее нижнего и не более верхнего порогов дискриминации. Многоканальные анализаторы имеют, как правило, возможность ступенчатого регулирования ширины канала. Импульсы амплитудой в пределах ширины окна не различаются и принадлежат одному каналу, Поэтому заполнение памяти анализатора представляет оценку спектра амплитуд импульсов при условии независимости ширины канала от его номера. На дисплее, в виде гистограммы, отображается накопленный спектр амплитуд импульсов, который называют амплитудным спектром. Код с АЦП поступает на однокристальную микро-ЭВМ (ОЭВМ), которая обеспечивает измерение и накопление информации в буферном ОЗУ. К ОЭВМ предъявляются следующие требования: Быстродействие. Возможность подключения внешней памяти программ и данных. Наличие встроенных контроллеров и портов ввода/вывода. Это позволяет сократить количество корпусов, и соответственно размеры прибора, а также потребляемую прибором мощность. Также ОЭВМ обеспечивает управление системой и передачу данных на персональную ЭВМ (ПЭВМ), для окончательной обработки информации. Интерфейс современных лабораторных приборов представляет собой консоль ПЭВМ, с помощью которой осуществляется управление процессом измерения. Такая структура интерфейса прибора позволяет использовать следующие особенности ПЭВМ: Её вычислительные возможности. Удобство представления графической информации. Наличие большого объема оперативной и дисковой памяти для хранения информации. Наличие удобного интерфейса с пользователем. Наличие готовых программ для обработки данных. Реализация этого в приборе связана с большими затратами на программирование системы и не всегда возможна.
Исследование полей излучения различного состава обычно осуществляется при решении радиометрической задачи. Определяемые параметры (плотность потока частиц или квантов, активность источников, интенсивность излучения) необходимы для получения дозиметрических характеристик или представляют самостоятельный интерес [23]. Обработка спектра с целью определения характеристик поля излучения в классических спектрометрах весьма трудоемкая задача. Например, чтобы получить суммарное число импульсов в пике полного поглощения, необходимо сложить все заполнения каналов, в которых хранится область спектра. В радиометрах с линейными детекторами эту процедуру производят, настраивая дифференциальный дискриминатор на область амплитуд импульсов, возникающих при поглощении энергии кванта или частицы в детекторе. Число импульсов или их интенсивность измеряют простыми пересчетными приборами. Близость структуры радиометра и спектрометра, использующих линейные детекторы, создает возможность их синтеза в один прибор, который уместно назвать радиометром-спектрометром.
Путь такого объединения двоякий. Можно механически дополнить структурную схему спектрометра радиометрическим трактом, включающим дифференциальный дискриминатор и пересчетный прибор. Этот путь приводит к увеличению числа блоков системы, к удорожанию, он также создает информационную избыточность. В памяти амплитудного анализатора содержится вся необходимая информация. Второй путь более эффективный в связи с тенденциями развития материальной базы современных спектрометров. Современные амплитудные анализаторы либо создаются на основе ЭВМ, либо имеют внутренние ресурсы оперативной обработки спектра, задания границ интервалов, суммирования в этих пределах, оперативного представления данных на экране дисплея. Такими возможностями обладают амплитудные анализаторы с встроенными вычислительными средствами. Естественно, что они могут быть взяты за основу при построении радиометров-спектрометров различного назначения. Важную роль играют современные системы сбора и предварительной обработки данных, выполненные на основе микропроцессоров. Они существенно расширяют как возможности приборов, так и возможности операторов. Включение в состав приборов распределенных вычислительных средств, предоставляет оператору выбор не только режимов работы, но и идеологии построения вычислительно-измерительных систем, их компоновки и программного обеспечения.
Примером такой системы может служить спектрометрическая рабочая станция Octete PC, структурная схема которой приведена на рис.2.4. Она представляет собой 8-канальный спектрометр с многоканальным амплитудным анализатором. Каждый из каналов включает в себя следующие блоки: предусилитель, усилитель, тестовый генератор импульсов и источник смещения для детектора [24]. Многоканальный анализатор включает в себя 8-ми канальный аналоговый мультиплексор, 12-разрядный АЦП последовательного приближения со временем преобразования \5/JS и микропроцессорную систему обработки данных. Микропроцессорная система построена на процессоре INTEL 80186 и включает в себя 64К ОЗУ с резервным питанием от батарей и ПЗУ (EPROM) 64 К. Подключение к персональной ЭВМ производится при помощи фирменной интерфейсной карты или через последовательный порт RS-232-C, в последнем случае скорость передачи составляет ISAKbps.
Микропроцессорная система и интерфейс
В связи с широким распространением источников излучения на основе J возникает радиоэкологическая задача создания простых методов и средств контроля этого изотопа. Обычно задача спектрометрии осколков деления решается на основе времяпролетной методики [35,36], которая весьма дорогая, а сложные в обслуживании устройства, не подходят для радиоэкологической практики. В тоже время наличие дешевых спектрометров тяжелых заряженных частиц на основе кремниевых поверхностно - барьерных детекторов позволило бы решить задачу более доступными методами. Простой способ калибровки такого спектрометра - использование ускорителя заряженных частиц [37], но такой эксперимент не является равноточным. Более того, детектор спектрометра должен быть извлечён из своего положения внутри камеры спектрометра, поэтому такой способ неприемлем. Реальных путей создания энерговыделения порядка 100 МэВ в объеме детектора доступными средствами не существует, поэтому в подобных исследованиях нужно ограничится лишь областью в несколько десятков МэВ, что значительно улучшит калибровку спектрометрического тракта по сравнению с использованием обычных источников а - излучения. Для этого была разработана специализированная система, в которой учтена специфика задачи. Её структура ничем не отличается от обычного спектрометра за исключением предусилителя.
Основной сложностью является калибровка шкалы спектрометра. В распоряжении исследователя имеются лишь обычные источники а - частиц. В данной системе был использован приём калибровки шкалы спектрометра по линиям двух, трёх и четырёхкратных совпадений при регистрации собственного а - излучения 252Cf. Для этого был использован ППД большой площади ДКПС-500сд и предусилитель (ПУ) с постоянной времени порядка 1 мс. При таком выборе постоянной времени интегрирования заряда хорошо заметны тройные совпадения (энергия, выделяющаяся в ППД 18.354 МэВ) а регистрация 4х кратных проявляется на спектре. Этим способом удаётся провести калибровку спектрометра в начале шкалы до 24 МэВ в едином цикле измерения. Нужно отметить, радиоэкологическая задача решается без использования вакуума в детекторной камере, поэтому распределение осколков деления будет сосредоточено в области энергий существенно меньше исходной, на 20 - 50 Мэв, даже при расстояниях источник - детектор порядка 1-4 мм.
На рисунке 5.3 представлены два спектра осколков деления, полученные на этой установке от двух разных источников. Они имели различную толщину подложки из нержавеющей стали, и позиционирование источника по нижнему основанию диска привело к смещению спектров осколков деления. Измерения были проведены в воздушной среде при расстоянии в 4 мм между источником и детектором. Наличие загрязнений в виде масляных пятен приводит к изменениям структуры спектров на плавных участках. Пики тройных совпадений а - частиц в самом начале спектра не изменяют своего положения при замене источников. Это связано с незначительными потерями энергии а- частиц в воздухе по сравнению с потерями энергии тяжёлых осколков деления. С увеличением расстояния детектор-источник спектры сильно деформируются, превращаясь в практически прямоугольное распределение.
Если допустить появление совпадений а частиц на спектре осколков деления, то будут видны ложные пики. В этой области энергий сосредоточена часть спектра осколков деления, которые в воздушной среде потеряли энергию порядка 70 100 МэВ. Еще одной особенностью измерений спектров осколков деления является малое число отсчётов в каналах амплитудного анализатора импульсов по сравнению со счётом в области регистрации даже двойных совпадений альфа частиц. Поэтому уровень дискриминации желательно выбирать близким к энергии 18 МэВ. Большая амплитуда случайных зигзагов спектра осколков деления, наличие на спектре дополнительных особенностей в виде пиков совпадений ухудшает качество спектрометрических данных. Из этого положения можно найти выход с помощью быстрого преобразования Фурье [38], профильтровав "частотный спектр" фильтром нижних частот. Для хорошей передачи спектра альфа частиц (разрешение два процента по линии Ри-239) при обратном преобразовании необходимо как минимум 40 первых компонентов частотного спектра. Спектр осколков деления хорошо сглаживается и восстанавливается по первым 13 частотам. Этот факт можно использовать для улучшения вида спектра осколков деления и в значительной мере устранения ложных пиков от совпадений альфа частиц. На рис. 5.4 представлен вид спектра осколков деления до и после обработки методом БФП с фильтрацией нижних частот.
