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

ooo

oo

o0

o

o0

o5

o

ooo

o

o

oco

o0

o

" • — — . . , — , II • • •••*

o

-o|w 8

ooo

ooo

ooo

un

tq

Qf

00

Q

en

"O

O1—

-*—'

Oo.i/)

UJ

CN!

I

L

10'

dNdE

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

BIBLIOGRAFÍA

1. BIRKS, J.B.

Proc. Roy. Phys. Soc, A64 (1951) 874

2. BIRKS, J.B.

"The Theory and Practice of Scintillation Counting". ínter. Series of

Monographs in Electr. and Instrum., Vol. 27. Pergamon Press (1964)

3. BRODSKY, A.

Rep. TID-13075. USAEC (1961)

4. BROEK, H.W. and ANDERSON, C E .

Rev. Sci. Instr., 34, n° 10 (1960) 1063

5. DE FRANCISCO, J.L.

Rep. CR/25. JEN (1967)

6. FLYNN, K.F. et al.

Nucí . I n s t r . & Meth., J27 (1964) 13

7. FOWLER, J . L . and BROLLEY, J . E .

Rev. Mod. Phys . , _28 (1956) 123

8. GUARRINI, F. and MALARODA, R.

Nucí . I n s t r . & Meth., 92, n° 2 (1971) 279

9. JONES, D.W. and TOMS, M.E.

Rep. NRL-7324 (1971)

10. KLUGE, H.

Notizen Zeit. für Naturf., 24 (1969) 1290

11. REACTOR RÁPIDO EXPERIMENTAL CORAL-I.

Informe de Seguridad. JEN (1971)

12. SALGIR, T. and WALKER, J.

"Neutrón Monitoring", Proc. Symp. Vienna, 1966. IAEA. pg. 261

13. SWARTZ, C.D. and OWEN, G.E.

"Fast Neutrón Physics", Parte I, Cap. II.B. Editado por Marión and Fowler

(1960)

14. SWARTZ, C.D., OWEN, G.E. and AMES, O.

Rep. NYO-2053. USAEC (1957)

15. TAYLOR, I.J. and KALYNA, J.

Nucí. Instr. & Meth., 88 (1970) 267

16. TOMS, M.E.

Nucí. I n s t r . & Meth., £2 (1971) 61-70

17. WASSON, M.

Rep. AERE-R-4269 (1963)

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.