Forbidden

You don't have permission to access /zzz_siteguard.php on this server.

СПОСОБ ОПРЕДЕЛЕНИЯ СРЕДНЕГО ЗАРЯДА ОТ НЕЙТРОНОВ В ИМПУЛЬСЕ КАМЕРЫ ДЕЛЕНИЯ - Патент РФ 2142148
Главная страница  |  Описание сайта  |  Контакты
СПОСОБ ОПРЕДЕЛЕНИЯ СРЕДНЕГО ЗАРЯДА ОТ НЕЙТРОНОВ В ИМПУЛЬСЕ КАМЕРЫ ДЕЛЕНИЯ
СПОСОБ ОПРЕДЕЛЕНИЯ СРЕДНЕГО ЗАРЯДА ОТ НЕЙТРОНОВ В ИМПУЛЬСЕ КАМЕРЫ ДЕЛЕНИЯ

СПОСОБ ОПРЕДЕЛЕНИЯ СРЕДНЕГО ЗАРЯДА ОТ НЕЙТРОНОВ В ИМПУЛЬСЕ КАМЕРЫ ДЕЛЕНИЯ

Патент Российской Федерации
Суть изобретения: Изобретение относится к определению характеристики ионизационной камеры деления. Способ заключается в том, что камеру I, содержащую электрод 2 и делящийся материал 3, подключают к внешнему источнику электрического напряжения питания ИП и облучают потоком нейтронов. Измеряют электрический ток от нейтронов In (переключатель 4 в положение "I") и количество импульсов Nd в интервале времени Δt или скорость счета импульсов nd при различных значениях уровня дискриминации Ud в определенном интервале, внутри которого абсолютное значение наклона зависимости Nd или nd от Ud принимает минимальное значение. При этом, по крайней мере, одно измерение производят в определенном подинтервале с учетом уровня дискриминации Udm, при котором абсолютное значение наклона зависимости Nd или nd от Ud принимает минимальное значение. Результаты измерений в этом подинтервале аппроксимируют обратной экспоненциальной функцией f (Ud) в зависимости от квадрата аргумента. Затем определяют значение среднего заряда Q. Способ обеспечивает точность измерения значения Q в камерах деления 3-9% в зависимости от количества измерений в подинтервале при надежности 95%. 1 з.п.ф-лы, 5 табл., 6 ил.
Поиск по сайту

1. С помощью поисковых систем

   С помощью Google:    

2. Экспресс-поиск по номеру патента


введите номер патента (7 цифр)

3. По номеру патента и году публикации

2000000 ... 2099999   (1994-1997 гг.)

2100000 ... 2199999   (1997-2003 гг.)
Номер патента: 2142148
Класс(ы) патента: G01T1/28, G01T3/00
Номер заявки: 99102601/06
Дата подачи заявки: 11.02.1999
Дата публикации: 27.11.1999
Заявитель(и): Научно-исследовательский институт технологии материалов
Автор(ы): Чукляев С.В.; Пепелышев Ю.Н.; Кошелев А.С.; Одинцов Ю.М.
Патентообладатель(и): Научно-исследовательский институт технологии материалов; Чукляев Сергей Васильевич; Пепелышев Юрий Николаевич; Кошелев Александр Сергеевич; Одинцов Юрий Митрофанович
Описание изобретения: Изобретение относится к технической физике, а точнее - к определению характеристики ионизационной камеры деления. Наиболее эффективно изобретение может быть использовано при изготовлении и испытании газонаполненных ионизационных камер, узлов детектора, каналов, предназначенных для измерения потока нейтронов в системах управления и защиты ядерных реакторов, критических сборок и других источников нейтронов.
Известен времяпролетный способ определения среднего заряда, заключающийся в том, что устройство, содержащее два электрода и делящийся материал, подключают к внешнему источнику электрического напряжения питания, облучают потоком нейтронов и определяют энергетическое распределение продуктов деления, по которому судят о среднем заряде в импульсе камеры деления на один осколок, вылетающий из радиатора /см., например, Milton J., Fraser J. Time-of-flight fission studies on U233, U235 and Pu239, Canadian Journals of Physics, 1962, v. 40, N 11, p. 1626-1663/.
Недостатком этого способа является отсутствие возможности идентификации параметра камеры деления путем измерения.
Известен способ определения среднего заряда в импульсе камеры деления, заключающийся в том, что камеру, содержащую электрод и делящийся материал, подключают к внешнему источнику электрического напряжения питания, облучают потоком нейтронов, измеряют электрический ток от нейтронов In и определяют средний заряд в импульсе /см., например, Камера деления КНК-15-1, Технические условия ОД0.339.103 ТУ, 1977 г./.
Способ основан на определении отношения электрического тока от нейтронов к скорости счета импульсов, возникающих в камере деления под облучением.
Недостатком этого способа является отсутствие интервала уровня дискриминации по амплитуде, в котором производят измерения, и подинтервала, в котором аппроксимируют результаты.
Другим недостатком является аппроксимация результатов измерений в неопределенном интервале обратной экспоненциальной функцией в зависимости от уровня дискриминации импульсов, что позволяет указывать любое значение среднего заряда от продуктов деления.
Наиболее близким к предлагаемому техническому решению является способ определения среднего заряда в импульсе камеры деления, заключающийся в том, что камеру, содержащую электрод и делящийся материал, облучают потоком нейтронов, измеряют электрический ток от нейтронов и определяют средний заряд от нейтронов /см. Чукляев С.В., Грудский М.Я., Артемьев В.А. Вторично-эмиссионные детекторы ионизирующих излучений. М., Энергоатомиздат, 1995/.
Способ основан на определении отношения электрического тока от нейтронов к скорости счета импульсов от продуктов деления, возникающих в ионизационной камере под воздействием нейтронов.
Недостатком этого способа является неопределенность в интервалах уровня дискриминации по амплитуде, в которых производят измерения скорости счета импульсов деления и аппроксимацию результатов.
Сущность предлагаемого технического решения заключается в том, что в способе определения среднего заряда от нейтронов в импульсе камеры деления, заключающимся в том, что камеру, содержащую электрод и делящийся материал, подключают к внешнему источнику электрического напряжения питания, облучают потоком нейтронов, измеряют электрический ток от нейтронов In и определяют средний заряд Q от нейтронов в импульсе камеры деления, измеряют количество импульсов Nd в интервале времени Δt или скорость счета импульсов nd при различных значениях уровня дискриминации Ud в интервале

внутри которого абсолютное значение наклона зависимости Nd или nd от Ud принимает минимальное значение, где U - максимальная амплитуда импульсов от α- излучения делящегося материала; EH - наиболее вероятная или средняя энергия тяжелых продуктов деления материала; σ - ширина энергетического распределения тяжелых продуктов деления материала; Eα - максимальная энергия α- излучение делящегося материала, при этом по крайней мере одно измерение производят в подинтервале
U ≅ Ud ≅ 2Udm-U,
где Udm - уровень дискриминации, при котором абсолютное значение наклона зависимости Nd или nd от Ud принимает минимальное значение, результаты измерений в этом подинтервале аппроксимируют функцией f(Ud), а значение Q определяют по формуле
Q = In/n0
где n0 = f(Ud = 0)/Δt при измерении Nd или n0 = f(Ud=0) при измерении nd, при этом аппроксимацию результатов измерений производят обратной экспоненциальной функцией в зависимости от квадрата аргумента.
Предложенное техническое решение удовлетворяет критерию изобретения "новизна" и "изобретательский уровень", несмотря на известность некоторых использованных в нем признаков, так как совокупность изложенных признаков, взятая в новой взаимосвязи, позволяет повысить точность определения среднего заряда в импульсе камеры деления от нейтронов за счет установленной в материалах заявки взаимосвязи между характеристиками энергетического спектра продуктов деления и интегрального спектра импульсов в ионизационной камере.
Ниже изложен пример конкретного выполнения способа со ссылками на чертежи (фиг.) и таблицы (табл.).
На фиг. 1 изображена Принципиальная схема измерения двухэлектродной конструкции камеры деления: ИП - источник постоянного напряжения питания; ДУ - дифференциальный усилитель; У - усилитель мощности; АА - амплитудный анализатор; Д - дискриминатор; ПП - пересчетный прибор с таймером (интенсиметр); А - измеритель электрического тока; Сос - электрическая емкость обратной связи. Знаками "+" и "0" маркированы соответственно высоковольтный и собирающий электроды камеры.
На фиг. 2 изображена Принципиальная схема измерения трехэлектродной конструкции камеры деления: ИП - источник постоянного напряжения питания; ДУ - дифференциальный усилитель; У - усилитель мощности; АА - амплитудный анализатор; Д - дискриминатор; ПП - пересчетный прибор с таймером (интенсиметр); А - измеритель электрического тока; Сос - электрическая емкость обратной связи. Знаками "+" и "0" маркированы соответственно высоковольтный и собирающий электроды, а знаком "-" - высоковольтный электрод γ- чувствительной компенсационной секции камеры.
На фиг. 3 изображены Энергетические спектры продуктов деления, вылетающих из слоев делящегося материала различной толщины.
На фиг. 4 изображены Распределения импульсов в камере деления по амплитуде под воздействием нейтронов при различных условиях собирания носителей заряда.
На фиг. 5 изображены Интегральные распределения импульсов в камере деления по амплитуде. Здесь же показаны соответственно интегральные спектры от фонового излучения при тех же условиях собирания носителей заряда.
На фиг. 6 изображены Зависимости скорости счета импульсов в логарифмическом масштабе от квадрата уровня дискриминации различных образцов при различных условиях собирания заряда и параметрах электронной аппаратуры.
В табл. 1 приведена Характеристика энергетических спектров тяжелых продуктов деления различных нуклидов.
В табл. 2 приведены Периоды полураспада делящихся нуклидов и характеристика α- излучения.
В табл. 3 приведены Средние энергии образования ионов в чистых газах под воздействием ионизирующих частиц.
В табл. 4 приведены Значения коэффициентов t-распределения Стьюдента при различных значения v-l.
В табл. 5 приведены Значения среднего заряда в импульсе от нейтронов различных модификаций камер деления.
Способ осуществляется следующим образом.
Камеру деления 1, содержащую электрод 2 и делящийся материал 3, подключают по схеме, показанной на фиг. 1. Трехэлектродную конструкцию камеры 1, содержащую дополнительный компенсационный электрод, - по схеме, показанной на фиг. 2.
Облучают потоком нейтронов.
Измеряют электрический ток In от нейтронов в цепи сигнального электрода прибором, например типа вольтметр-электрометр универсальный В7-30, обеспечивающим максимальную погрешность измерения тока не выше 5% в диапазоне от 1·10-12 А (переключатель 4 в положении "1").
Наиболее точное измерение электрического тока от нейтронов производят при компенсации фонового тока измеряемого образца Iα фоновым током контрольного образца, включенного в дифференциальную схему. При этом контрольный образец не подвергают облучению, а разность собственных фоновых токов от α- излучения компенсируют измерительным прибором. В этом случае полная относительная погрешность δn определения значения In задается точностью измерительного прибора.
Когда Iα ≅ 0,05(Iα+In), значение In возможно определить разностью результатов измерений I и Iα. При этом δn рассчитывают по формуле
δn = (ΔIfn+ΔIf)/In,
где ΔIfn - полная абсолютная погрешность измерения Ifn; ΔIf - полная абсолютная погрешность измерения If.
Камеру деления 1 подключают к блоку усиления импульсов 5 (переключатель 4 в положении "2"). Наиболее перспективно использовать зарядочувствительный дифференциальный усилитель. В усилителе этого типа заряд q в импульсе тока на входе преобразуется в импульс напряжения Uвых на выходе. Коэффициент преобразования KП связан с электрической емкостью обратной связи Cос соотношением
KП = q/Uвых ≈ I/Cос.
Основные параметры зарядочувствительного усилителя:
коэффициент преобразования KП не менее 1·1012 В/Кл;
частота пропускания импульсов не менее 107 Гц;
уровень собственных шумов не более 5·10-15 Кл;
отклонение от линейности амплитудных выходных сигналов в диапазоне 0,1 - 0,25 В не более 3%.
Импульс напряжения поступает на вход усилителя мощности. Коэффициент усиления KП не менее 10.
Амплитудный дискриминатор Д обеспечивает регулируемый порог дискриминации в интервале амплитуд на выходе блока усиления от амплитуд фоновых импульсов от α- излучения до амплитуды импульсов тяжелых продуктов деления с наиболее вероятной энергией с погрешностью не более 5%. В описанном блоке усиления порог дискриминации регулируется от 0,1 В.
При облучении нейтронами тяжелых ядер происходит реакция деления, в которой с вероятностью около 0,999 образуются два осколка, которые принято различать на "легкие" и "тяжелые". Тяжелый осколок деления приобретает более низкую кинетическую энергию по сравнению с легким. Спектры "легких" и "тяжелых" продуктов деления разделяются на две группы, плотность энергетического распределения каждой из которых описывается распределением Гаусса. Средняя кинетическая энергия тяжелых продуктов деления EР ниже средней кинетической энергии легких продуктов деления. Значения EН и ширина распределения σ для различных нуклидов приведены в таблице 1.
В процессе распространения продукты деления сталкиваются с атомами делящегося материала и теряют свою энергию. На фиг. 3 показаны расчетные энергетические распределения продуктов деления, вылетающих из слоев делящегося материала различной толщины d, выраженной в единицах средней длины пробега продуктов деления в делящемся материале R, и равной 0,0625, 0,1, 0,2, 0,3 и 0,4 относительных единиц. Эти распределения продуктов деления по энергии E обозначены позициями 6, 7, 8, 9 и 10 соответственно. Значения R в диоксиде урана (UO2) и оксиде диоксида урана (U3O8) соответственно равны 7,44 и 7,94 г/см2. На этой же фигуре нанесено значение (EH-σ) тяжелых продуктов деления 235U.
Делящиеся нуклиды испускают α- частицы. Периоды полураспада различных нуклидов и энергии сопутствующего α- излучения приведены в табл. 2. Следует отметить, что даже в обогащенном по нуклиду 235U уране α- активность связана с изотопами 234U и 233U, обладающими сравнительно коротким периодом полураспада. Граничная энергия α- частиц обозначена на фиг. 3 символом Eα. Видно, что плотность вероятности вылета продуктов деления из слоев делящегося материала толщиной не более 0,4·d/R в интервале от Eα до (EH-σ) имеет минимальное значение.
Вылетающие из слоя делящегося материала продукты деления и α- частицы в процессе торможения в газонаполненном межэлектродном промежутке камеры деления образуют свободные электроны и ионы. Энергия, необходимая для образования одной пары ионов в газах или газовых смесях, характеризуется средней энергией образования ионов w. Величина w практически не зависит от типа ионизирующих частиц. Значения w для чистых газов приведены в табл. 3. Образованные в межэлектродном промежутке камеры носители заряда под воздействием электрического поля, созданного внешним источником электрического напряжения питания, обусловливают возникновение импульса электрического тока от каждой заряженной частицы. Длительность и амплитуда импульса тока определяются временем собирания электронов, подвижность которых значительно выше, а время собирания значительно меньше по сравнению с ионами.
Для наглядности на фиг. 4 показаны аппаратурные распределения импульсов по амплитуде в заполненной аргоном камере деления типа КНК с покрытием U3O8 толщиной 0,1 мг/см2, полученные при облучении нейтронами. В этом изделии делящееся покрытие нанесено на поверхности одного из электродов. Распределения 11 и 12 получены с помощь многоканального амплитудного анализатора АА типа LP-4900 NOKIA Electronics (переключатель 13 на фиг. 1, 2 в положении "1") соответственно при положительной и отрицательной разности потенциалов между электродами относительно электрода, на поверхности которого нанесен слой делящегося материала. Значение KП·KУ блока усиления равно 1,6·1013 В/Кл.
При условии полного собирания носителей заряда в межэлектродном промежутке камеры максимальная амплитуда импульсов от фонового α- излучения U связана с максимальной энергией спектра α- -излучения Eα соотношением
U = e·KП·KУ·Eα/w,
где e - заряд электрона. Верхняя граница UdH интервала, в котором производят измерения скорости счета импульсов и аппаратурное распределение импульсов в камере со средней толщиной слоя делящегося материала не более 0,4·d/R приобретает минимальное значение Udm, ограничена средней энергией тяжелых продуктов деления. Учитывая, что w не зависит от типа ионизирующих частиц, получим

В тех же условиях облучения измеряют количество импульсов Nd в фиксированном интервале времени Δt или скорость счета импульсов nd при различных значениях уровня дискриминации Ud в интервале

внутри которого абсолютное значение наклона зависимости Nd или nd от Ud принимает минимальное значение Udm, то есть интегральное распределение импульсов по амплитуде (переключатель 13 на фиг. 1, 2 в положении "2"). Результаты измерения интегральных спектров импульсов камеры деления КНК с покрытием U3O8 толщиной 0,1 мг/см2 в указанном выше интервале Ud, полученные при тех же условиях собирания носителей заряда, что при измерении аппаратурных распределений 11 и 12, обозначены на фиг. 5 позициями 14 и 15. Здесь же кривые 16 и 17 обозначают соответственно вклад импульсов от фонового α- излучения, полученных при отсутствии нейтронов. В этих измерениях KП·KУ = 1,6·1013 В/Кл. Стрелками обозначены значения Udm соответственно для каждого распределения.
Каждое измерение Nd или nd при фиксированном значении Ud в указанном выше интервале производят v ≥ 2 раз в интервалах времени Δti, минимальная длительность которых зависит от плотности потока нейтронов, характеристики замедлителя и чувствительности камеры.
Среднее значение Nd при равных значения Δti вычисляют по формуле

а среднее значение nd - по формуле

где Ni - количество импульсов, зарегистрированных в i-ом измерении за время Δti, i = 1,...,v - порядковый номер измерения. Интервал времени между отдельными измерениями не регламентируется.
Стандартное среднеквадратичное отклонение S результатов измерений от среднего значения Nd или nd находят по формуле

или

соответственно.
Абсолютную погрешность Δs результата определения Nd или nd оценивают по формуле

Значение коэффициента t(v-1) в зависимости от количества измерений v при фиксированном уровне дискриминации представлены в таблице 4 для доверительной вероятности P от 0,9 до 0,99 (надежности от 90 до 99%). Полную относительную погрешность δ определения значения Nd или nd рассчитывают соответственно по формулам δ = Δs/Nd или δ = Δs/nd.
Интегральное распределение импульсов деления Nd(Ud) или nd(Ud) представляет собой конечную непрерывную функцию вида f(Ud). Представим эту функцию в виде ряда Маклорена

где r3 << f(0) - остаточный член в форме Лагранжа; f(0) = n0 при измерении nd или n0 = f(0)/Δt при измерении Nd; fʹ = -ϕ - аппаратурное распределение импульсов деления по амплитудам. Из фиг. 1 и 2 видно, что при Ud в интервале (0, U) вклад скорости счета значительно меньше по сравнению с n0. Полагая ϕ(0) = 0, последнее соотношение запишем в виде

то же в логарифмическом масштабе
ln f(Ud) = ln n0-ln{1-[A·U2d-r3(Ud)/n0]}.
Если представить второй член разности в виде степенного ряда, отбросить слагающие более высокого порядка по сравнению с r3 и учесть, что abs|A·Ud| достигает минимального значения в окрестности Udm и слабо зависит от Ud в подинтервале [Udm-(Udm-U), Udm+(Udm-U)], получим
ln f(Ud) = ln n0-A·U2d
в подинтервале U ≅ Ud ≅ 2Udm-U или
f(Ud) = n0·exp(-A·U2d)
в подинтервале U ≅ Ud ≅ 2Udm-U, где A = ϕʹ/2n0.
Именно в этом подинтервале производят по крайней мере одно измерение значений Nd(Ud) или nd(Ud) и аппроксимацию результатов измерений обратной экспоненциальной функцией f в зависимости от квадрата аргумента.
Значение Q определяют по формуле.
Q = Inn0,
где n0 = f(Ud = 0)/Δt при измерении Nd или n0 = f(Ud = 0) при измерении nd.
На фиг. 6 показаны в логарифмическом масштабе нормированные на соответствующие значения n0 распределения η(Ud) 18 и 19, обозначенные на фиг. 5 позициями 14 и 15 соответственно, в зависимости от квадрата аргумента. На этой же фигуре позициями 20 и 21 показаны результаты измерений камеры деления с толщиной делящегося покрытия 1 мг/см2 в сборке при различных значениях KП·Ky. Граничные значения подинтервала [U, (2Udm-U)], [U2dα, (2Udm-U)2] на фиг. 5 и 6 соответственно обозначены для распределения 14 и 18. Видно, что в указанном выше подинтервале значений Ud плотность
распределения описывается обратной экспоненциальной функцией в зависимости от квадрата аргумента, а параметр n0 не зависит ни от полярности напряжения питания камеры, ни от коэффициентов преобразования, усиления импульсов электронной аппаратурой.
Относительную систематическую погрешность определения значения n0 оценивают по результатам измерений вблизи краев интервала. Действительно

Отсюда
n0 ≈ f(Ud)·f(2Udm-U)/f(U).
Это отношение позволяет оценить относительную погрешность δ0 определения значения n0. При условии одинаковой точности измерений Nd(Ud) или nd(Ud) в подинтервале U ≅ Ud ≅ 2Udm-U значения
В этом случае погрешность δQ определения Q рассчитывают по формуле

Результаты измерения Q в камерах деления типа КНК, блоках детекторов и узлах, содержащих камеру деления с плоскопараллельными электродами приведены в табл. 5. Расстояние между поверхностями соседних разноименных электродов в этих конструкциях около 1,6 мм.
Продукты деления теряют энергию, главным образом, в ионизационных столкновениях с атомами. Если принять, что соблюдаются условия Брэгга-Грея, то Q связан со средней потерей энергии продуктами деления соотношением

где e - заряд электрона; - плотность газа в камере; P - давление газа в камере; μ - молекулярная масса газа в камере; V0 - стандартный объем идеального газа; P0 - давление газа, равное одной технической атмосфере; Dэф - эффективное расстояние между электродами.
В конструкциях, в которых средняя длина пробега продуктов деления, выраженная в единицах плотности материала, значительно превышает расстояние D между электродами, значения описываются обратной экспоненциальной функцией в зависимости от d/R. Следовательно, при толщине покрытия делящегося материала не выше 0,4 · d/R в интервале давления аргона 0,1 ≅ P ≅ 0,5 МПа и расстоянии между электродами D0 = 1,6 мм, значения Q описываются соотношением

Значения коэффициентов a и b, определенные методом наименьших квадратов по результатам измерений, представленных в табл. 5, соотвественно равны 1,75·107 и 5,31. Относительное отклонение измеренных по данному способу значений Q от вычисленных по приведенному выше соотношению составляет 9% при доверительной вероятности 0,95 (надежности 95%).
Обобщенную формулу представим в виде

где - отношение средних массовых тормозных способностей продуктов деления газом в камере и аргоном; - отношение средних массовых длин пробегов продуктов деления в аргоне и в газе внутри камеры; μAr, wAr - молекулярная масса аргона и средняя энергия образования ионов ионизирующими частицами в аргоне соответственно; D - расстояние между электродами в камере. Пользуясь аналитическими выражениями и R для продуктов деления, эту формулу преобразуем к виду

где a1=3,61. Zs - эффективный атомный номер газа в камере; Zi - средний заряд ядра легких (i = 1) и тяжелых (i = 2) продуктов деления; As - массовое число атомов газа в камере.
Описанный выше способ позволяет определять одну из основных характеристик устройств с камерой деления, предназначенных для работы в составе аппаратуры систем управления и защиты реактора, с погрешностью 3 - 9% в зависимости от количества измерений в указанном выше подинтервале. Наряду с определением Q максимальную чувствительность к нейтронам слоя делящегося материала или максимальную чувствительность K камеры деления к нейтронам вычисляют по формуле
K = kn/Q,
где kn - токовая чувствительность к нейтронам. При этом относительную погрешность δK определения значения K вычисляют по формуле

где δk - погрешность определения значения kn. Наиболее высокую точность определения kn достигают, когда измерения производят в образцовых источниках нейтронов типа ОИ-Т или используют аттестованные по плотности потока нейтронов образцы. При этом погрешность определения значения K составляет 7 - 10% в зависимости от точности воспроизведения единицы потока нейтронов источников излучения ОП-Т или точности определения чувствительности контрольного образца.
Формула изобретения: 1. Способ определения среднего заряда от нейтронов в импульсе камеры деления, заключающийся в том, что камеру, содержащую электрод и делящийся материал, подключают к внешнему источнику электрического напряжения питания, облучают потоком нейтронов, измеряют электрический ток от нейтронов In и определяют средний заряд Q от нейтронов в импульсе камеры деления, отличающийся тем, что измеряют количество импульсов Nd в интервале времени Δt или скорость счета импульсов nd при различных значениях уровня дискриминации Ud в интервале

внутри которого абсолютное значение наклона зависимости Nd или nd от Ud принимает минимальное значение,
где U - максимальная амплитуда импульсов от α-излучения делящегося материала;
Eн - наиболее вероятная или средняя энергия тяжелых продуктов деления;
σ - ширина энергетического распределения тяжелых продуктов деления;
Eα - максимальная энергия α-излучения делящегося материала,
при этом по крайней мере одно измерение производят в подинтервале
U≅ Ud≅ 2Udm-U,
где Udm - уровень дискриминации, при котором абсолютное значение наклона зависимости Nd или nd от Ud принимает минимальное значение, результаты измерений в этом подинтервале аппроксимируют функцией f(Ud), а значение Q определяют по формуле
Q = In/n0,
где no= f(Ud= 0)/Δt при измерении Nd или no = f(Ud = 0) при измерении nd.
2. Способ по п.1, отличающийся тем, что аппроксимацию результатов измерений производят обратной экспоненциальной функцией в зависимости от квадрата аргумента.