1  

OPTIMIZATION OF EQUIPMENT FOR TOMOGRAPHIC MEASUREMENTS OF VOID DISTRIBUTIONS USING FAST NEUTRONS  

 

BY 

PETER ANDERSSON 

 

Abstract This  licentiate  thesis  describes  a  novel  nondestructive measuring  technique  for  determining spatial distributions of  two‐phase water  flows.  In Boiling Water Reactors, which compose  the majority  of  the  world’s  commercial  nuclear  reactors,  this  so  called  void  distribution  is  of importance for safe operation.  

The presented measurement technique relies on  fast neutron transmission tomography using portable neutron generators. Varying hardware options  for such an  instrument based on  this technique and a prototype  instrument, which  is under construction, are described. The main design  parameters  are  detailed  and motivated  from  a  performance  point  of  view. A  Pareto multiple  objective  optimization  of  the  count  rate  and  image  unsharpness  is  presented.  The resulting  instrument  design  comprises  an  array  of  plastic  scintillators  for  neutron  detection. Such detector elements allow  for spectroscopic data acquisition and subsequent reduction of background events at low energy by means of introducing an energy threshold in the analysis. 

The  thesis  includes  two  papers:  In  paper  I,  the  recoil  proton  energy  deposition  distribution resulting  from  the  interaction  of  the  incoming  neutrons  is  investigated  for  thin  plastic scintillator elements.  It  is shown that the recoil proton  losses have a  large effect on the pulse height distribution and the intrinsic neutron detection efficiency is calculated for varying energy thresholds.  

In paper  II  the performance of  the planned FANTOM device  is  investigated using  the particle transport  code MCNP5. An  axially  symmetric  phantom  void  distribution  is modeled  and  the reconstruction is compared with the correct solution. According to the solutions, the phantom model can be reconstructed with 10 equal size ring‐shaped picture elements, with a precision of better than 5 void percent units using a deuterium‐tritium neutron generator with a yield of 3 · 10  neutrons per second and a measurement time of 13 h. However, it should be noted that commercial  neutron  generators  with  a  factor  of  10   higher  yields  exist  and  that  the 

2  

measurement time could decrease to less than a minute if such a neutron generator would be utilized. 

   

3  

List of Papers This licentiate thesis includes two papers, which are referenced to in the text by their roman number. 

I. Effects of proton escape on detection efficiency in thin scintillator elements and its consequences for optimization of fast‐neutron imaging P. Andersson, H. Sjöstrand, S. Jacobsson Svärd. Nuclear Instrumentation and Methods in Physics Research, Section A, 2010 My contribution: I developed the technique. I wrote the paper.   

II. Neutron Tomography for Void Distribution Measurements P. Andersson, S. Jacobsson Svärd, H. Sjöstrand. ENC Transactions, European Nuclear Conference, 2010  My contribution: I developed the technique. I wrote the paper.   

 

   

4  

 

Contents OPTIMIZATION OF EQUIPMENT FOR TOMOGRAPHIC MEASUREMENTS OF VOID DISTRIBUTIONS USING FAST 

NEUTRONS ......................................................................................................................................... 1 

Abstract ........................................................................................................................................... 1 

List of Papers ................................................................................................................................... 3 

Contents .......................................................................................................................................... 4 

1.  Introduction ............................................................................................................................ 6 

1.1.  Void Distributions in Light Water Reactors ...................................................................... 6 

1.2.  Tomography ..................................................................................................................... 8 

1.3.  Neutron Transmission Tomography ................................................................................. 9 

1.4.  Interactions of Neutrons with Matter and Neutron Detection ....................................... 9 

1.5.  Measurement Quality .................................................................................................... 10 

2.  Neutron Tomography using Portable Neutron Sources ....................................................... 11 

2.1.  Portable Neutron Sources .............................................................................................. 11 

2.2.  Selection of Neutron Energy .......................................................................................... 12 

2.3.  Measurement Geometry ................................................................................................ 14 

2.4.  Collimation ..................................................................................................................... 14 

2.5.  Fast‐Neutron Detectors .................................................................................................. 16 

2.5.1.  Scintillator screens with CCD cameras .................................................................... 17 

2.5.2.  Fast‐neutron fission chambers ............................................................................... 17 

2.5.3.  Neutron converting screens with gaseous electron multipliers (GEMs) or semiconductor flat panel detectors ...................................................................................... 17 

2.5.4.  Multichannel plates, MCP ....................................................................................... 18 

2.5.5.  Scintillator elements with photomultiplier tubes (PMTs) ...................................... 18 

3.  Construction of the FANTOM device for void distribution measurements ......................... 22 

3.1.  The FANTOM device ....................................................................................................... 22 

3.1.1.  Asymmetric spatial resolution requirements. ........................................................ 23 

3.1.2.  Axially symmetric objects ....................................................................................... 23 

5  

3.2.  Setting the parameters of importance for constructing an instrument setup .............. 24 

3.2.1.  Design and performance parameters ..................................................................... 24 

3.2.2.  Setting l ................................................................................................................... 26 

3.2.3.  Setting the design parameters, F, d1, d2 ................................................................. 27 

4.  Summary of Paper I .............................................................................................................. 32 

5.  Summary of Paper II ............................................................................................................. 36 

6.  Conclusions ........................................................................................................................... 38 

7.  Discussion and Outlook ........................................................................................................ 38 

7.1.  The Background Signals .................................................................................................. 38 

7.2.  Tomography of Dynamic Properties .............................................................................. 39 

7.3.  Construction ................................................................................................................... 39 

8.  Acknowledgements .............................................................................................................. 40 

9.  References ............................................................................................................................ 42 

 

   

6  

1. Introduction This  licentiate  thesis  explores  an  innovative  non‐destructive  measurement  technique  that addresses measurements  of  void  distributions, which  are  of  importance  for  the  safety  and efficiency of Boiling Water Reactors (BWRs) that is a common type of commercial reactor. 

The measurement  technique  under  study  is  tomography  using  fast  neutrons  from  portable neutron  generators.  Tomography  means  that  external  measurements  are  performed  to describe the inner properties of an object. The main purpose of this technique is measurements of  void  distributions  (see  section  1.1)  in  full  scale  mock‐ups  of  BWR  fuel  bundles.  Such measurements  are  important  to  perform  in  order  to  get  an  understanding  on  the  void distribution and its implications on safety parameters such as Critical Heat Flux (CHF), which is limiting the power outtake of nuclear reactors.  

In section 2 of this thesis, the  fundamental components of a  fast neutron tomography device are described. Different hardware options are briefly explained. In section 3 the FANTOM (Fast Neutron  TOMography)  instrument,  which  is  under  construction,  is  introduced.  The  various aspects of  importance  for  this experimental device are described and design parameters are detailed and motivated from a performance point of view. The FANTOM instrument is intended for evaluation of  the concept and methods of  fast neutron  tomography of void distributions. After the preparatory phase, the FANTOM device is planned to be used in investigations ,e.g., at the HWAT test loop [1] in the Royal Institute of Technology in Stockholm.  

1.1. Void Distributions in Light Water Reactors  Void is defined as the volume fraction of steam in a two‐phase flow of liquid water and steam. The void distribution  is of major  importance  in Boiling Water nuclear Reactors (BWRs), where water  acts  as  both  coolant  of  the  fuel  and moderator  of  the  neutron  flux.  Therefore,  good knowledge about the void distribution in reactors is important for achieving efficient and safe In Core Fuel Management (ICFM) [2].  

The ability of a two‐phase flow to cool the LWR fuel decreases drastically at the critical heat flux (CHF),  where  a  small  increase  of  the  heat  flux  causes  a  large  increase  of  the  fuel  wall temperature. The reason for this is that at the CHF the heat from the fuel causes boiling of the surrounding water  at  such  amounts  that  no water  remains  to  cool  the  fuel wall.  This  is  a process called dry‐out and it might cause damage of the fuel, in which case the integrity of the fuel  is  jeopardized. Because  the  integrity of  the  fuel  is  considered  to be one of  the barriers which protect the public from the radiotoxic fission products, great efforts are made to avoid reaching CHF. Furthermore,  if the  fuel  is damaged, the reactor has to be shut down until the damaged fuel has been  identified and possibly replaced, causing great economical  loss due to loss of production. 

7  

Two‐phase  water  flows  develop  in  different  flow  regimes,  illustrated  in  Figure  1,  and  the mechanisms  leading  to CHF differ as a consequence of  the  regimes  [3].    In bubbly  flows  (1a) bubbles might  crowd  in  a boundary  layer  close  to  the wall,  thereby preventing  liquid water from accessing the wall in the same rate as it is vaporized. In annular flows (1d) the liquid water film might dry out due to evaporation and entrainment of droplets in the steam column. 

   

Figure 1. Two‐phase flow regimes in vertical pipe: (a) bubbly flow, (b) slug flow, (c) churn flow and (d) annular flow [4]. 

 Since knowledge about the onset conditions of overheating is essential for the safe design and operation of reactors  [5],  there are several  thermal hydraulics  test  loops  in  the world, where critical  heat  flux  is  studied with  electric  heating.  There  are  test  loops  both with  simplified geometries,  such  as  cylindrical  or  rectangular  cross  sections,  and  test  loops  that  simulate nuclear fuel geometries. The latter test loops can consist of  concentric cylinders [1] to simulate a single fuel rod or of full scale models of fuel assemblies [6]. CHF can be identified in these test loops by a sharp increase in wall temperature which is measured by thermocouples. Additional knowledge of the void distribution would be an  important contribution for understanding the onset mechanisms.  

Furthermore, the void distribution determines the moderation  in a real reactor fuel assembly, which determines the power distribution. Consequently, knowledge of the void distribution can be used  to enhance  the predictive capabilities of  the core simulations used at nuclear power plants.  Since  the  void  distribution  is  a  complex  function  of  fuel  geometry,  fuel  power distribution and  spacers,  it  is not easily  calculated. Measurements of  the void distribution  in thermal hydraulic test loops would be a valuable tool for evaluating and improving this type of calculations. 

Many techniques have been applied or suggested for measuring the distribution of the phases in multiphase flows. Some of them utilize intrusive probes such as wire‐mesh sensors [7]. There are also several non‐intrusive techniques that can be used for multi‐phase flow measurements, such as tomography using a wide range of techniques; gamma [6], X‐ray [8], NMR [9], electric 

8  

impedance  tomography  [10], optical  tomography  [10] and neutrons  [11],[12]. This  thesis will not go into detail on all these techniques but rather concentrate on fast‐neutron tomography. 

1.2. Tomography The  term  tomography  covers  a  variety  of  techniques  for  imaging  the  interior  of  objects  by making  external  measurements  and  applying  reconstruction  algorithms.  Tomography  first found use in medicine, where a number of different tomographic techniques are available, such as  Computed  Tomography  (CT),  Positron  Emission  Tomography  (PET)  and  Single  Photon Emission Computed Tomography (SPECT). The first brain X‐ray CT scan was performed in 1969 [13]. The inventions in this area by G. Hounsfield and A. Cormack were awarded the 1979 Nobel Prize  in  Medicine.  Subsequently,  tomography  has  been  exploited  in  other  fields,  such  as nondestructive testing, failure search, etc.  

In a CT measurement the object is probed with a beam of radiation from an external source and the  intensity  transmitted  through  the object  is measured. This  technique  is sometimes called transmission  tomography, which  is more describing  since all  tomographic  techniques  require computation. Traditionally, X‐rays have been used  in CT. However, neutrons are used  in  the technique described in this thesis.  

The  image  reconstruction  is  based  on  the  attenuation  in  each  line  of  sight.  This  can  be calculated since the penetrating  intensity depends exponentially on the attenuation along the path according to Beer’s law, see Eq.  1 

                   Eq.  1 

Here, S is the signal intensity in the detector, S0 is the reference signal intensity when no object is present, the so called flat‐field intensity,   is the projection of the linear attenuation coefficient, µ, of the object in the path of the radiation in the cross section plane of the object and    is  the  position  vector.    A  large  number  of  data  points  are  acquired  by  using many detectors at different positions and by rotating the object relative to the equipment, see Figure 2.  

9  

 

Figure  2.  Illustration  of  a  fan  beam measurement  geometry  and  the  recording  of  a  projection  using  a  large  number  of detector elements, Nd. Object rotation relative to the source‐detector system  is required to achieve additional projections. The number of rotational increment is denoted Nф. The internal attenuation distribution is reconstructed based on the Nd * Nф data points recorded. 

If all possible projections are known, the internal attenuation can be reconstructed analytically using the inverse Radon transform [14]. In practice, the data is discretized and can be solved by back‐projection, convolution or iterative reconstruction methods [14].  

 

1.3. Neutron Transmission Tomography Over  the  last  decades  Neutron  Transmission  Tomography  (NTT)  has  been  developed  as  an alternative to traditional x‐ray CT in nondestructive testing. One of the main advantages of NTT is the relatively large neutron cross sections of some light elements, such as hydrogen. Because of this, NTT is sensitive to hydrogen‐rich materials such as water and plastic, to which X‐rays are insensitive. This sensitivity to hydrogen makes NTT an interesting concept for void distribution measurements in two‐phase flows of water. 

World  leading neutron  tomography  facilities such as those at the Paul Scherrer  Institute  (PSI) [15] or Forschungsreaktor München II (FRM II) [16] utilize strong neutron sources; a spallation source  or  a  research  reactor.    High‐performance  neutron  tomography  has  not  yet  been demonstrated  using  mobile  neutron  sources.  However,  in  the  case  of  void  distribution measurements at the two‐phase test loops described above, the objects are immobile and thus the neutron source has to be mobile.   

1.4. Interactions of Neutrons with Matter and Neutron Detection Neutrons  are  uncharged  particles  and  are  not  continuously  slowed  down  in matter  by  the Coulomb  force,  such  as  charged  particles.  Therefore,  neutrons  may  pass  through  many 

10  

centimeters  of material without  any  interaction, making  the  radiation  difficult  to  shield  or detect. However, occasionally, the neutrons undergo an interaction with nuclear matter due to the strong force, whereby a range of reactions can occur, including the following: 

• Elastic scattering (n, n) 

• Inelastic scattering (n, n´) 

• Radiative capture (n,γ) 

• Induced fission (n, f) 

• Proton emission (n, p) 

• Alpha emission (n, α) 

For  slow neutrons  (energy   0.5 eV),  the dominant  reactions are elastic  scattering  (n,n) and radiative  capture  (n,γ).  For  fast neutrons  (energy  >  0.5  eV),  the probabilities of most of  the neutron‐induced reactions decrease as the energy increases. Scattering becomes the dominant reaction.  When  the  neutron  energy  is  high  enough,  inelastic  scattering  becomes  possible, where  the scattered nucleus  is  in an excited state after  the collision. The nucleus  is  then de‐excited through emission of a gamma radiation. Since the fast neutron loses energy through the scattering reaction, the flux of neutrons is gradually moderated (slowed down).  As the neutron is moderated, the reactions that are dominant for slow neutrons increase in importance. [17]  

It  should  be  noted  that  in  the  case  of  neutron  detection  for  fast‐neutron  tomography,  the secondary gammas can be a source of background signals if the detector is sensitive to gamma. Furthermore,  only  the  unscattered  neutron  flux  is  adequately  treated  by  traditional transmission  tomography  techniques.  Therefore,  also  the  scattered  neutron  flux  might  be considered to contribute to the background.  

For detection of slow neutrons, none of the dominant reactions are very useful since very little energy  is  transferred  to  the  recoil energy  in  the scattering and  the gamma  is also difficult  to detect. Other, material specific, reactions are more commonly used  in slow neutron detectors where the secondary radiation  is charged particles. Examples of such are protons  (n,p), alpha (n,α)  and  fission  (n,f).  [17]  For  detection  of  fast  neutrons,  as  opposed  to  slow  neutrons, scattering might be used for detection of fast neutrons since it can give detectable amounts of energy to the recoil particle. [17] 

1.5. Measurement Quality An  important aspect of measurements  is  the determination of  the quality of  the  results. The quality of the results in imaging applications, such as radiography or tomography, cannot easily be expressed without  an understanding of  the  concepts  involved  in  imaging.  Each pixel  in  a reconstruction of the void or other properties, such as density or attenuation,  is an  individual estimate of a real physical quantity, and the deviation between the real value and the estimate 

11  

can  simply be  defined  as  the measurement  error. However,  it  is  difficult  to make  a  general quantification of this error.  

Instead, three principally different sub‐categories of image quality are used in this thesis. 

• Accuracy  

• Precision  

• Unsharpness 

The accuracy is defined as the systematic, reproducible deviation between the real quantity and the estimate. The precision is defined as the irreproducible fluctuations of the estimate, due to stochastic properties, such as the counting statistics  in  ionizing radiation detectors. The  image unsharpness causes  small  features  in  the object  to be  smeared out over a  larger area  in  the image and can be quantified as the distance in the image over which a sharp edge in the object is represented. See Figure 3 for visual illustration of unsharpness. 

 

Figure 3. Attenuation profile of two concentric cylinders affected by image unsharpness. Red data points are the real physical quantities and blue data points are affected by unsharpness. 

2. Neutron Tomography using Portable Neutron Sources 

2.1. Portable Neutron Sources The most  important component  in an NTT  instrument  is the neutron source. Generally, there are two available types of small‐size neutron sources that can be utilized in portable devices; 

• radionuclides, such as 252Cf, 

• sealed  tube  neutron  generators  (NG),  utilizing  fusion  reactions  between  Deuterium‐Deuterium (DD) or Deuterium‐Tritium (DT). 

0 20 40 60

0

5

10

15

Detector Position

Atte

nuat

ion

[a.u

.]

12  

NGs have the advantage that they can be turned off while radionuclides cannot. Therefore, NGs are more  practical  in  a working  environment. NGs  using DT  fusion  contain  the  radionuclide tritium, which has a half‐life of 12 years and  is hazardous  if  inhaled or  ingested. However, the beta  radiation  from  its  decay  is  easily  shielded  in  any  containment.  Furthermore,  neutron generators are quasi‐mono energetic, which can be exploited for scattered neutron background rejection, while radionuclides emit neutrons with a wide energy spectrum. 

The  central  component  of  a  portable  neutron  generator  is  a  linear  accelerator  which accelerates one of  the reactant  ions, normally Deuterium. The accelerated  ions  fuse with  the other  reactant  (Deuterium  or  Tritium)  embedded  in  a metal  hydride  target.  The  following neutron‐producing reactions take place:  

:               17.6   

:                3.3   

Due  to  the  low mass of  the neutrons,  they  carry  the majority of  the  released energy  in  the reactions; 2.5 MeV  from DD  fusion and 14.1 MeV  from DT  fusion. The neutrons are emitted isotropically  in  the CM  system of  the  reactants.  In  the Lab  system,  the neutrons are emitted close to isotropically, provided that the kinetic energy is low (normally  ~100 keV). 

The neutron yield of mobile neutron generators is typically in the range of 108 to 1011 n s‐1. At a distance of 1 m this implies a flux of 103 to 106 ns‐1cm‐1.This is very low compared to spallation and  reactor  sources, where a  flux of 108 n  s‐1cm‐2  is available  [18].   Therefore, a NTT  system based on a portable source needs  to be constructed with a geometry and a detector system that makes efficient use of the low neutron flux. Otherwise, the low flux must be compensated for by prolonging the measurement times.  

2.2. Selection of Neutron Energy Measurements of void distributions  requires high contrast of  the water, which  requires  large reaction  cross  sections of  the hydrogen  and oxygen  as  compared  to other materials  for  the selected probe. As mentioned above, NTT is often chosen when high contrast of hydrogen‐rich materials  is desired. This feature of neutrons  is  less pronounced when fast‐neutrons are used instead  of  thermal,  since  the  fast‐neutron  cross  sections  of  different  materials  are  more uniform. As shown in Figure 4, the cross sections are also generally smaller in the fast spectrum than in the thermal. Additionally, the sensitivity to hydrogen relative to structure materials of a two‐phase  test  loop  such as  iron and  zirconium  is  smaller  for  fast neutrons  than  for  thermal neutrons.  However,  the  sensitivity  to  hydrogen  in  an  iron  or  zirconium  environment  is  still better using fast neutrons than using photons, such as 667 keV gamma from the decay chain of 137Cs, or hard X‐ray photons of about 100 keV, which are conventionally used in CT. 

13  

 

Figure 4. Total reaction cross sections of elements 1H, 8O, 26Fe and 40Zr. (average of isotopes weighted by natural occurance) Each  circular  area  represents  the microscopic  cross  section  of  that  element.  Thermal  neutrons,  gamma  and  X‐ray  cross sections are added for comparison to the fast neutron cross sections. Note that because the zirconium X‐ray cross section is too large to fit in the figure, it has been excluded. 

The neutrons emitted  in both the DD and the DT reactions are fast. If  it would be desirable, a moderator could be used to achieve a thermal spectrum.  In this process, the neutrons would diffuse  to a  relatively  large moderator volume, and a pin‐hole geometry would be needed  to meet any  requirements of  spatial  resolution  in  such a  setup. Because  this would  reduce  the already  low  flux  of  neutrons  even  further,  the  chosen  strategy  for  FANTOM  is  to  use  fast neutrons as the probe, and moderation is not planned for.  

Optimally,  the  selected probe  (neutrons or gamma)  interacts  in  the object by absorption,  so that  the  interacting  particles  are  removed  from  the  penetrating  flux.  However,  for  fast neutrons, scattering  is  the dominant  type of  interaction. Therefore,  the beam  intensity  is not following  the  exponential  decrease  predicted  by  Eq.  1.;  there  is  an  additional  term  from scattered neutrons with their origin far from the nominal lines of sight of the detector element that register them. This increases the overall count‐rate in the detector, as compared to what is expected  from  Eq.  1.  Consequently,  this  additional  flux would make  the  object  appear  less attenuating, unless it is effectively shielded by collimators, discriminated by the data collection system or corrected for in the analysis. Correction for background in the analysis depends on a 

Neutrons 2,5 MeV

Neutrons 0.025 eV

Gamma 667 keV

Neutrons 14 MeV

X‐ray100 keV

ZrO FeH

Scale

1 b

5 b

10 b

14  

adequate model  of  the  background  flux.  Such models  are  associated with  uncertainties  and introduces inaccuracy in the measurement. 

2.3. Measurement Geometry Transmission tomography is performed using one of three common measurement geometries; parallel, fan beam or cone beam. To make efficient use of the available neutrons, a cone or fan beam geometry  is a natural choice  for NTT using portable generators with  isotropic emission because this allows many lines of sights to be mapped simultaneously with an isotropic source. In  this work  focus  has  been  put  on  two‐dimensional  cross  section  images  and  a  fan  beam geometry is adequate; as illustrated in Figure 2 in the previous section. 

2.4. Collimation As stated in section 2.2, a problem of fast‐neutron imaging is the large component of scattered neutron  flux. One  of  the  suggested  solutions  to  this  is  the  use  of  collimators  to  shield  the detectors from neutron radiation from other directions than the desired. However, because the dominant type of reaction of fast neutrons  is scattering, the  introduction of collimators  in the setup might do more harm than good if they are not large enough for moderation and capture because  of  the  additional  scattered  flux  from  the  collimator  itself.  For  the  purpose  of  void distribution measurements, where  a mobile  setup  is  needed,  such  collimation might  be  too space consuming. However, since the neutrons that hit the detector after being scattered have lost  part  of  their  energy  in  the  scattering  reaction,  this  background  can  be  reduced  by introducing energy discrimination in the data acquisition system, i.e. only counting events with energy deposition above a certain energy threshold.  

A study of the signal to background (S/B) ratio in a simplified setup (see Figure 5) for different sizes of collimator has been performed with the particle transport code MCNPX [19]. The model contains only a point neutron source of 14.1 MeV, a thermal hydraulic test section represented by a cylinder of water, Ø = 10 cm, at a center distance of 10 cm from the source point and a neutron counting detector opposite of the cylinder from the source point, at a distance of 100 cm  from  the  source point.  In addition,  collimators of different  lengths are  introduced  in  the space between the water cylinder and the detector. The collimator  is made by borated plastic with 10% boron content.  

15  

 

Figure 5. An MCNPX simulation setup for investigating the effect on the signal to background ratio of collimators of different lengths. Neutron path A  represents  the  flux of neutrons scattered  in  the object, which  is  reduced by a collimator. Path B represents  the  signal neutron  flux. Path C  represents  the background  flux of  scattered neutrons, which  is  introduced by insertion of the collimator. 

The results of  this study are presented  in Figure 6. The  introduction of a collimator  increases the scattered neutron flux at the detector position when the collimator  length  is small. As the length  increases  to about 25 cm,  the scattered  flux decreases  to a break‐even value,  i.e.,  the same  S/B  ratio  as  that without  a  collimator.  Further  increase  in  collimator  length  gradually improves the S/B ratio. 

However, it is also seen that an energy threshold in the neutron counter improves the S/B ratio much more  than  a  collimator.  In  addition,  the break‐even  length of  the  collimator  increases when used in combination with an energy threshold. The break‐even length is reached at 40 cm using an energy threshold of 4 MeV, if 8 MeV threshold is used, break even is not even reached at 50 cm collimator length, see Figure 6.  

Neutron counter

Source

Collimator

Water cylinder

ABC

16  

 

Figure 6. Simulated S/B ratio in simplified measurement geometry whith different energy thresholds and collimator lengths (of borated plastic). 

Since  there  is a need  for a collimator of substantial size  to  improve  the signal  to background ratio, a better strategy  in this case  is to avoid collimators completely. This allows a mobile NT device  with  a  compact  and  lightweight  construction.  Instead,  an  energy  discrimination approach is considered for background reduction. 

2.5. Fast­Neutron Detectors There is a large variety of detection systems that may be used for fast‐neutron tomography. In all of them, the neutrons are converted to a secondary radiation signal, which  is subsequently converted  to  an  electric  signal.  In  this  section  follows  a  short  description  of  five  detector concepts: 

• Scintillator screens with CCD cameras, [20]. 

• Fast‐neutron fission chambers based on 238U or 242Pu. 

• Neutron converting screens with gaseous electron multipliers (GEM) or semiconductor flat panel detectors, [21]. 

• Multichannel plates (MCPs), [22]. 

• Scintillator elements  with photomultiplier tubes (PMTs), [23]. 

0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 500

2

4

6

8

10

12

Length of collimator [cm]

S/B

ratio

Effects on S/B ratio of borated-plastic collimator

Et = 0 MeVEt = 4 MeVEt = 8 MeV

17  

 

 

2.5.1. Scintillator screens with CCD cameras The most commonly used detector  in NTT has traditionally been scintillator screens with CCD cameras. Here,  the neutrons are converted  to a secondary radiation of charged particles  in a thin  scintillator  screen.  The  energy  of  the  charged  particles  is  converted  to  light  as  they decelerate in the scintillator, which is registered in a CCD camera. Often a mirror system is used to guide the light from the screen to the camera, which is positioned in a shielded box. The long mean free paths of fast neutrons make this setup  inefficient, since most neutrons simply pass through  a  thin  screen  without  interacting.  Increasing  the  thickness  of  the  screen  might compensate for this, but it also increases the complexity of the setup with a fan beam geometry [24]. Also, the thicker the scintillator screen, the  larger the  flux of scattered neutrons will be. Furthermore, this setup does not allow energy thresholds on an event‐by‐event basis, and thus a high degree of background must be handled in the analysis. 

2.5.2. Fast­neutron fission chambers Fast‐neutron  fission  chambers  have  been  suggested, where  the  detector material  is  238U  or 242Pu. These  isotopes offer  some energy discrimination  inherently  since  thermal neutrons do not induce fission. However, their energy threshold for fission is close to 1 MeV, which means that  the  neutrons  on  average  have  to  undergo many  scattering  reactions  before  ending  up below  the  energy  threshold,  especially  if  a DT  neutron  generator  is  used.  Furthermore,  the fission reaction is not the dominant type of reaction (5 ‐30 %) for the fast neutrons implying a low efficiency.  

2.5.3. Neutron  converting  screens  with  gaseous  electron  multipliers (GEMs) or semiconductor flat panel detectors 

Neutron converting screens with GEMs  is an example of a detector system that utilizes a thin screen  for  conversion  of  neutrons  to  charged  particles.  The  charged  particles  escape  the converter  screen  and  are  subsequently  detected  in  a  position‐sensitive  detector.  For  fast‐neutron  detectors  the  efficiency  of  such  detectors  is  limited  by  the  range  of  the  charged particle  in  the  converter. The  converter  thickness  cannot exceed  the  charged particle  range, which is typically in the order of millimeters. Therefore, the neutrons are unlikely to interact in the converter, and the efficiency is low. A detection efficiency of 0.2 % for 5 MeV neutrons has been reported in ref [21], where cascading of 25 such detectors was suggested to reach a fast neutron detection efficiency of 5%.  

 

18  

2.5.4. Multichannel plates, MCP Silicone MCPs have been suggested  for  fast‐neutron detection.  In silicone MCPs the  incoming neutrons are converted to protons, deuterons or alpha particles by a number of reactions in the silicone [22]. The charged particles generate electrons in etched microscopic channels through the detector. This signal is amplified by applying an electric field over the length of the channel.  

Because the conversion takes place within the structure of the MCP, it does not suffer from the low  efficiency  associated  with  the  conversion  screens.  However,  the  practically  etchable thickness in the manufacturing process has so far been limited to 10 mm for conventional MCP glass. For fast‐neutron detection in silicone MCPs, 30 mm thickness has been suggested, with a calculated detection efficiency ranging from 2 – 15 %. [22] 

The  silicone MCPs  offer  inherent  scattered  neutron  background  discrimination  due  to  the energy thresholds of the converting reactions, which are located at energies above ~5 MeV. 

 

2.5.5. Scintillator elements with photomultiplier tubes (PMTs) Matrices  of  scintillation  fibers  have  previously  been  used  to  achieve  space‐resolved  screens with  CCD  cameras  [25].    Larger  scintillator  elements  have  also  been  used  with  individual connection  to  photomultiplier  tubes  (PMTs)  or  position  sensitive  photomultiplier  tubes (PSPMTs) for event‐to‐event pulse‐height information, [23].  Examples of setups of this type can be seen in Figure 7. 

Here,  the  neutrons  are  converted  to  charged  particles  in  the  scintillator  elements.  As  the charged particles slow down  they excite  the scintillator material, which emits  light when  it  is deexited,  promptly  by  fluorescence  or  slowly  by  phosphorescence.  The  light  is  transported through  light guides to the photocathode of a PMT, where  it  is converted to electrons.  Inside the PMT,  the electrons are multiplied  in a dynode  system and  the output electrical  signal  is collected at the anode at the back end of the PMT. 

Because the scintillator light response is proportional to the charged particle kinetic energy and the PMT amplification normally is linear, the charged particle’s energy can be determined. This can  be  used  for  applying  energy  discrimination  in  order  to  suppress  the  background  from scattered  neutrons.  However,  the  neutrons  only  deposit  a  fraction  of  their  energy  at  each interaction  in  the detector. Accordingly, hydrogen‐rich  scintillator materials are preferred  for the detection of fast neutrons, because the neutrons deposit a relatively large fraction of their energy  when  scattered  against  a  nucleus  of  similar  mass,  such  as  the  hydrogen  nucleus (proton). With  the  use  of  such  a  scintillator,  an  energy  threshold  can  be  introduced  at  the 

19  

expense of lowered detection efficiency. Accordingly, a trade‐off has to be made between high detection efficiency and low sensitivity to the background of scattered neutrons. 

Two  available  hydrogen‐rich  scintillator materials  are  plastic  scintillators  and  liquid  organic scintillators.  The  plastic  scintillators  have  the  advantage  that  they  are  easy  and  cheap  to manufacture  in  fibers  or  other  shapes.  The  liquid  scintillators  also  offer  pulse‐shape discrimination  of  gamma  background,  which  is  caused  by  radiative  capture  and  inelastic scattering of neutrons.  

The  image unsharpness  is  limited by  the effective  area of  the  scintillator elements. With  an isotropic source, it might be advantageous to align each element with the direction of the beam to have a minimal effective area of each element.  

 

Figure 7. Detector concepts. A) Scintillator fiber matrix for  imaging. Light guides to PSPMT to the right. B) Scintillator plate array. Fish‐tail light guides to PMTs or PSPMTs to the right. 

 

The detection efficiency of  the detector proportional  to  the  ratio of  the area  that  is covered with  scintillator  element.    Furthermore,  the  intrinsic  detection  efficiency  of  each  scintillator element  depends  on  the  distance  travelled  by  the  neutron  in  the  element.  This  could potentially  be  very  long  to  allow  an  almost  100  %  interaction  probability  of  the  neutron. However, the intrinsic efficiency is still limited by the interactions with carbon, which are largely 

A

B

20  

parasitic because of its poor conversion efficiency to light. Therefore, the intrinsic efficiency has an theoretical upper limit defined by Eq.  2. 

                 Eq.  2 

Where p is the interaction probability,  , is the cross section and N is the particle density. This limits the theoretical  intrinsic detection efficiency to 63 % for 2.5 MeV neutrons and 36 % for 14.1 MeV neutrons. However, dimensional constraints on the scintillator elements and energy threshold in the analysis are likely to lower these efficiencies considerably. 

Thin plastic scintillator fibers  in combination with energy thresholds  in the data acquisition on an event‐by‐event basis have the fortunate side‐effect of directional discrimination, which can be exploited. As mentioned above, the energy deposited by neutrons  in an organic scintillator fiber  is  not  converted  directly  to  light,  but  indirectly  through  a  charged  particle;  most importantly recoil protons from elastic scattering. Furthermore, the proton energy distribution created  in  a mono‐energetic  neutron  flux  is  quasi‐uniformly  distributed  from  zero  (90°  lab system  scattering angle)  to  the  full neutron energy  (head on  collision). The proton energy  is converted to  light as  it decelerates to a stop  in the scintillator. The reason  for the directional sensitivity  is  that  full  neutron  energy  conversion  to  light  implies  a  long  recoil‐proton  travel range in the scintillator material and a zero degree scattering angle of the proton. Using small‐size  scintillator  (a  thin plate or  fiber with  small diameter)  implies  that  the  forward‐scattered proton  is  likely  to escape  the  scintillator material before depositing all  its energy, unless  the incoming neutron was traveling along the fiber axis. 

In  addition, one may note  that  also  the  gamma‐ray background  is  reduced  according  to  the same principles, although even  stronger because gamma  radiation  interacts dominantly with the electrons in the material, which have longer travel range than the secondary protons. 

Thus, a detector array can be dimensioned to have a sensitivity to background  from arbitrary directions  that  is  reduced  compared  to  the  sensitivity  of  the  mono‐directional  signal component of  the neutron  flux at an adequate energy  threshold  level. An example of such a detector element  is seen  in Figure 8. The sensitivity  to neutrons, with  the  introduction of an energy  threshold,  is shown as a  function of  the neutron off‐axis angle  in Figure 9. This might particularly  reduce  the background  levels  from walls, environment and background scattered from the detector itself, so called undercut.  

 

 

21  

 

Figure 8. Direction‐sensitive detector element (here a scintillator fiber) having the largest sensitivity for neutrons entering in the material along its axis i.e. v= 0°. 

 

Figure 9. Directional sensitivity of fiber  in previous figure using energy threshold at 10 MeV  in mono‐energetic and mono‐directional flux of neutrons of 14.1 MeV. 

 

A  neutron  imaging  equipment  with  high  resolution  requires  a  large  number  of  detector channels. A disadvantage with scintillator fiber arrays with PMTs  is that the detector might be costly, since each fiber require a PMT. 

22  

3. Construction  of  the  FANTOM  device  for  void  distribution measurements 

3.1. The FANTOM device An NTT device called FANTOM (Fast Neutron TOMography) is currently being constructed at the Applied Nuclear Physics Division of the Uppsala University. It  is  intended for evaluation of fast neutron  tomography  methods  and  for  use  in  measurements  of  axially  symmetric  thermal hydraulic test loops. The FANTOM device utilizes a DT neutron generator with a yield of 3 · 10  neutrons  per  second.  The  detector  is  a  scintillator  array  of  4  plastic  scintillator  elements  of material EJ208 with light guides to PMTs. This detector setup is chosen since it allows variable energy discrimination and a high  intrinsic detection efficiency compared  to  the other options listed  in section 2.5. However, the absolute detection efficiency  is  limited here because of the low number of only 4 elements, which is a consequence of the economical constraints and the available  data  collection  equipment.  Translational movement  on  the  object  relative  to  the source‐detector system is enabled to allow additional lines of sight to compensate for the low number of detector elements. In addition, the object can be rotated to allow for the recording of various angular projections, see Figure 10. 

 

Figure  10.  Setup  including detector, with  4  sensitive  elements,    a  test  section with  translational  an  rotational  stage  (for object movement) and neutron generator. 

In order to reduce measurement time, adaptations have been made to the thermal hydraulic test  loop that  is the object under consideration for the device. Two features available that we make use of have been identified in this context: 

23  

• Asymmetric spatial resolution requirements, i.e., different requirements on unsharpness in different axes. 

• Axially symmetric object. 

Adaptations made to the instrument for both these features can lower the measurement time as described more in detail below. 

3.1.1. Asymmetric spatial resolution requirements. In the two‐phase test  loops, the demands for spatial resolution are higher  in the cross section of the flow than in the axial direction of the test section. Resolution in the order of mm or sub‐mm  is needed to resolve features between fuel rods, while  in the axial direction resolution  in the order of  cm  is  sufficient. Due  to  the asymmetric  resolution  requirements we  can use an array  of  plastic  scintillator  plates;  extended  along  the  axial  direction  and  the  neutron  beam direction,  see  Figure  7.  Thereby,  the  count  rate  in  each  detector  element  increases proportionally to the effective area, which speeds up the measurement. 

 

3.1.2. Axially symmetric objects In the characterization stage, the FANTOM device allows for rotational movement of the object. This makes  tomography  of  general  non‐symmetric  objects  feasible. However,  at  one  of  the identified  two‐phase  flow  test  loops  that are of  interest  for void  tomography, HWAT  [1],  the test  section  is axially  symmetric. The water  is  confined by an outer  cylinder and an optional inner cylinder, both with optional heating.  In an object with axial symmetry, all projections of different  rotational  angles  around  the  symmetry  axis  are  equal  and  no  rotation  is  required. Therefore,  the  required  number  of  data  points  is  significantly  reduced  for  such  objects.  For tomography of objects which are not axially symmetric, it can be estimated that the number of rotational  increments (Nф) should exceed the number of detector positions (Nd) by a factor of /2, [14].  

The  inverse  Radon  transform  reconstruction,  mentioned  in  section  1.2,  is  in  this  case substituted by the simpler inverse Abel transform [26]. In the discretized version, the common image representation in terms of quadratic picture elements, pixels, are replaced by concentric ring‐shaped picture elements, rixels. 

24  

3.2. Setting  the  parameters  of  importance  for  constructing  an instrument setup 

3.2.1. Design and performance parameters In  the planning of  the  FANTOM  instrument,  there  are  several  instrument design parameters that  need  to  be  adequately  selected  in  order  to  optimize  the  performance.  Performance parameters that might be considered are listed in Table 1: 

Table 1. Performance parameters considered for FANTOM device. 

Performance parameter  Acronym Count rate  CR Image unsharpness  U Signal to Background ratio  S/B  

These performance parameters are connected to the quality of the  image, discussed above  in section 1.5. The count rate affects the statistical uncertainty, which determines the precision. A high  S/B  ratio  is  important  for  the  accuracy  of  the  image,  since  background  has  to  be compensated for in the analysis and in that process a model error might be introduced. In this work,  it  is  considered  that  the neutron  source available  cannot offer  a  yield high enough  to saturate  the  detectors  in  the  measurement  geometries  that  are  relevant  for  the  current application.  Accordingly,  optimization  of  count  rate means  obtaining  the  highest  count  rate possible. However, a trade‐off has to be made between the count rate and the unsharpness. 

Important design parameters which affect the performance are seen in Table 2: 

Table 2. Design parameters of the FANTOM device. 

Design parameters  Acronym Detector element width  F Detector element length  l Distance source‐to object  d1 Distance object‐to‐detector  d2 Source spot size  a Neutron yield  Y  

The measurement geometry and its important design parameters are seen in Figure 11. There are also other measurement parameters that do not need to be fixed in the design phase, but do affect the performance parameters, such as the energy threshold. It should be noted that all the design parameters  listed  in Table 2  could possibly be  selected  in  the design of a device. However,  in the FANTOM case the neutron yield and the spot size are not selectable but are determined by the available neutron generator. 

25  

 

 

Figure 11. Schematic illustration of the design variables in the measurement geometry.  

It can be seen in Table 3, that the majority of the design parameters affect all the performance parameters.  In  Table  3,  the  neutron  yield  and  spot  size  are  excluded,  since  they  are  not selectable in the FANTOM device.  

Table  3.  Dependency  table  for  design  parameters  of  the  FANTOM  tomographic  instrument.  The  table  illustrates  if performance parameters are affected by design parameters. 

 Count rate  

 Image unsharpness  

 S/B ratio  

Detector element length, l   yes no yes Detector element width, F  yes yes yes 

Distance source‐to‐object, d1  yes  yes  yes 

Distance object‐to‐detector, d2  yes  yes  yes 

Energy threshold  yes no yes  

26  

It can be seen in Table 3 that with a few exceptions, all performance parameters are affected by all design parameters. Therefore, all the three listed performance parameters in Table 3 have to be simultaneously considered for a full optimization of the device.  

Especially the S/B, which  is affected by all the  listed design parameters,  is difficult to evaluate for any given design. The background level is depending on additional parameters to the listed ones, such as the object size and material, the  lab environment materials  in walls, ceiling, the floor, the FANTOM device structures, shielding, materials and instrumentation hardware. Some of these are not known beforehand and may even change from one measurement to another.  Furthermore, S/B is also strongly affected by the energy threshold which can be changed after the design of the instrument.  

To simplify  the design parameter selection procedure,  it has been decided  that  the FANTOM device  is optimized only with respect to a subset of the design and performance parameters. The detector length, l, is set (but not strictly optimizated) with considerations  of the effects on CR and S/B, as presented in section 3.2.2.The design parameters d1, d2 and F are selected prior to the construction, by optimizing the performance parameters CR and U according to section 3.2.3. The energy threshold will be selected after the device is built also considering the CR and S/B . However, this can be optimized experimentally. It should also be noted that a preliminary assumption on the energy threshold has to be used in the optimization procedure of the count rate and the unsharpness and this might not be the same energy threshold that  is eventually used. 

3.2.2. Setting l As  the  detector  length,  l,  increases,  the  penetrating  signal  beam  intensity  decreases exponentially. Therefore,  the detection efficiency and hence  the count  rate  is enhanced with increased  length, but the more the  length  is  increased, the smaller  is the enhancement, since the  signal  of  unscattered  neutrons  gradually  gets  attenuated  by  the  length  of  the  detector element. 

The  level  of  background  is  also  increasing  with  the  detector  length.  Since  the  ambient background  neutrons  can  rather  be  assumed  to  enter  the  detector  element  from  arbitrary directions,  their  intensity  is  not  attenuated  but  can  be  assumed  to  be  proportional  to  the detector length. 

Accordingly,  l has  to be  set doing  a  tradeoff between  count  rate  and  the  S/B  ratio.  For  the FANTOM  instrument,  the detector element  length,  l,  is  set  to one mean  free path of  the DT neutrons of 14.1 MeV, which  is 10 cm, also known as the attenuation  length. At this detector length, 63 % of the signal neutrons have  interacted  in the detector and  further  increases will 

27  

only  increase  the  detection  efficiency  to  signal  neutrons marginally,  while  the  background sensitivity continues to increase proportionally to l. 

3.2.3. Setting the design parameters, F, d1, d2 The  remaining  design  parameters  F,  d1  and  d2  all  affect  the  performance  parameters  listed above.  As  stated  above,  only  two  of  them  are  optimized  in  the  design,  i.e.,  the  image unsharpness and  the  count  rate. This  is done below  in  this  section, by determining how  the performance parameters varies as functions of the design parameters, and then choosing a set of  design  parameters  that  give  an  optimal  performance.  Since  there  are  two  performance parameters  to  optimize,  the  Pareto  optimal  solutions  are  sought,  where  one  of  the performance parameters can only be improved by simultaneously worsening the other. 

One  additional  important  aspect  for  the  optimization  of  the  remaining  parameters  is  the physical space limitations on the design parameters. For the FANTOM device, we constrain the total length (d1 +d2) to 1 m, which is motivated by the demands of a small size equipment. We also constrain the minimum physical space between source‐object (d1) and object‐detector (d2) to 10 cm. See all constraints of the FANTOM design in Table 4.  

Table 4. Constraints in the FANTOM design. 

  ≥ 10 cm   ≥ 10 cm 

  100 cm 

     

1.111 10

 

The image unsharpness is expressed as a function of the design variables according to Eq. 3, as argued in ref [14]. 

               Eq. 3 

Where m is the magnification, defined according to Eq.  4. 

                     Eq.  4   

The  spot  size,  a,  of  the  source  is  given  by  the  distribution  of  the  neutron  emission  in  the tritiated titanium target which depends on the emission angle that is used, as seen in Figure 12. 

28  

 

Figure 12. Conceptual view of spot sizes for neutrons emitted at 90° and 0° angle. 

The radial emission distribution  is Gaussian  like,  typically with a FWHM  in  the order of a  few millimeters.  Smaller  effective  spot  size  can  be  achieved  by  directing  the  accelerator perpendicular to the direction from target to detector. Thereby, the spot size extension  in the cross section of the object  is defined by the range of the  ions  in the target. The range of 100 keV deuterons  in  the  titanium hydride  target  is  in  the order of micrometers. However,  long time  running  test  from  neutron  generator  producers  have  shown  that  a  hole  is  gradually created by the interaction of the ion beam with the ion target [27]. This is estimated to a = 0.2 mm, which  is used here  as  an  approximate  estimate of  the  spot  size, a. Consequently, 90  ° neutron emission angle is used in the FANTOM device. 

The count rate in a detector element is expressed according to Eq.  5. 

  

                 Eq.  5 

 

Where  CR = count rate     Y = neutron yield      h = detector element height     ε = intrinsic detection efficiency   

   

Here it can be noted that ε depends on the detector element width and energy threshold. The calculation of  the  intrinsic detection efficiency  is accounted  for  in paper  I, as  summarized  in section  4.  In  these  calculations  a  preliminary  assumption  of  the  energy  threshold  has  to  be used. Since Monte Carlo models used  in Paper  II  indicate  that most of  the scattered neutron background  is below half the signal neutron energy  it was considered relevant to assume that 

29  

the energy threshold will be selected at about half the signal neutron energy. Accordingly, the optimization procedure presented here is performed for thresholds of 5, 7 and 9 MeV. 

The height of the detector is chosen so that the measurement represents a 10 mm axial section of  the measured  object, which  is  the  desired  axial  resolution  of  HWAT,  [28]. With  a  plate shaped detector element according to the geometry in Figure 7, the extension of measurement in the axial direction is determined by the height of the detector according to Eq.  6, [14]. 

                     Eq.  6 

Where  Uaxial = axial extension of measurement   h = detector element height 

 

Insertion of Eq.  6 into Eq.  5 gives the count rate as a function of d1, d2, and F, see Eq.  7. 

    

                  Eq.  7 

As  seen  in Eq. 3, U  is a  function only of F and m, not of  the  individual distances d1 and d2,. Therefore,  for  every m,  the  d1  and  d2  can  be  selected  to maximize  the  count  rate without affecting the  image unsharpness. As seen  in Eq.   7, this  is done by minimizing (d1 + d2) within the limits accounted for in Table 4. The optimal sets of d1 + d2 are illustrated in Figure 13. In the figure, the sets that minimize d1 + d2 for a given value of m within the allowed range (1.111 < m < 10) are marked with a bold line.   

 

Figure 13.  For every magnification, m,    the  sum of  the parameters d1 and d2 must be minimized  for optimal  count  rate. Constant m are found  in straight  lines through origo, where the  leftmost allowed point  in each  line minimizes d1 + d2. The minimization selections are illustrated by the thick line on the boundary of the available design space for d1 and d1+d2. 

30  

The result of the minimization is seen below, in Eq.  8: 

d , 10      , 10, ,

2 

, 10 cm    , 1.111, ,

2  Eq.  8 

The difference  in the regions above and below magnification, m = ,

,  is caused by the 

physical  space  limitations, where  the  breaking  point  represents  the most  compact  possible instrument, for FANTOM d1,min = d2,min = 10 cm gives m = 2. 

As seen in Eq.  8, the optimal selections of the sum of the distances d1 and d2 can be expressed using the single variable m. Consequently, the optimization can proceed by only considering the two parameters m and F. 

Eq.  8 is inserted into Eq.  7, which gives an expression of the count rate that is solely dependent on the design parameters F and m: 

     ,

              , 10, ,

2

      

     ,

     ,1.111, ,

2

     Eq.  9 

Both the unsharpness U (Eq. 3) and the count rate CR (Eq.  9) have been expressed in terms of only  two design parameters; F and m. As discussed previously, U and CR are  conflicting and cannot be optimized separately. Sometimes, multiple conflicting objectives, such as CR and U, are converted to a single objective in a weighted function, which is then optimized. However, it requires a priori knowledge of the adequate weights, which is not easily attained. Furthermore, the  trade‐off between  the multiple objectives  is not seen with  the single objective approach. Pareto multiple objective optimization, on  the other hand,  shows  the  trade‐off and does not require a priori knowledge of the weights [29].  In this technique, the set of acceptable trade‐offs are sought, where a design parameter set is acceptable if it is in the Pareto front, defined as the parameter sets where none of the multiple objectives can be  improved unless another objective is impaired. 

To find the Pareto front in the FANTOM design space, the remaining design parameters F and m are  sampled  in a  large number of  sets. For each  sampled  set, U and CR are  calculated. M  is sampled in the region (1.11 < m < 10), where it is confined due to the limitations on d1 and d2. F is  sampled  in  the  range  0.1 mm  <  F  <  9 mm. Where  F  =  0.1 mm  gives  a  count  rate  that  is regarded  too  low  (< 2 cps)  for any magnification, and F = 9 mm gives an unsharpness  that  is unacceptable (> 0.9 mm) for any allowed magnification. The resulting performance parameters 

31  

U and CR are calculated and the results assuming an energy threshold of 7 MeV can be seen in Figure 14. 

 

Figure 14. Available count rates, CR, and image unsharpness, U, in the FANTOM design, with a threshold of 7 MeV. Every dot represents one sampled design parameter set  (m, F). Since low image unsharpness  and high count rate is desired, only the upper, left edge (marked in red) should be considered for the instrument design, which is the Pareto front. Every dot under the Pareto front is inferior to some other set of parameters both regarding the image unsharpness and the count rate. 

The Pareto optima  are  seen  as  the  line  to  the upper  left  in  Figure  14,  i.e.,  the Pareto  front where none of the performance parameters can be improved without worsening the other. The design and performance parameters corresponding  to  the Pareto  front are shown  for energy threshold of 5, 7 and 9 MeV in Figure 15. 

 

Figure  15.  The  Pareto  optimal  designs  parameters  and  their  corresponding  performance  in  count  rate  and  image unsharpness. Calculated for 5, 7 and 9 MeV energy thresholds. 

0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.90

50

100

150

200

250

300

350

400

U [mm]

CR

[cps

]

32  

By  selecting  a  design  parameter  set  in  the  Pareto  front  of  Figure  15,  the  performance parameters of FANTOM are optimized  in the sense that both CR and U cannot simultaneously be  improved.  There  are  however,  many  such  parameter  sets,  each  representing  different weighting between resolution and count rate requirements. In the trade‐off between U and CR, the design parameters have been set to m = 10, F = 5.0 mm, d1 = 10 cm and d2 = 90 cm. This gives  a  total  image  unsharpness  of  0.53  mm  and  a  count  rate  of  280,  210  or  150  cps corresponding to energy threshold of 5, 7 or 9 MeV. This image unsharpness allows resolution of features of sizes smaller than the typical fuel rod pitch, which is of interest in the research at the thermal hydraulic test loops [28]. The resulting geometry is visualized above in Figure 10. 

A consequence of our design choice can be seen in Paper II, where the statistical uncertainties on the individual rixels are too high to make rixel widths in the sub‐millimeter range useful. The low count rate corresponding to the chosen  level of unsharpness can be compensated  for by longer measurement  times  or  in  the  future,  preferably  by  a  stronger  source  yield  or more detector  channels.  Allthough  13  h  measurement  time  is  assumed  in  Paper  II,  extreme measurement times of more than 24 h are suggested as a possible way to evaluate the method for data corresponding the yields of a high‐end commercial neutron generator.  

4. Summary of Paper I As mentioned  in  section 2.5.5, neutron detection with plastic  scintillators  is  impaired by  the random magnitude of the energy transferred to the recoil proton in elastic scattering reactions, implying  that  the  transferred  energy  can  be  anything  from  zero  to  the  full  neutron  energy. Therefore, applying energy discrimination of background neutrons at low energy also decreases the detection efficiency of the signal neutrons. 

If the dimensions of the scintillator are large compared to the range of the recoil proton (which is  in the range of mm), the fast neutron detection efficiency  in a plastic scintillator element  is easily calculated, due to the quasi‐uniform energy distribution of the recoil protons. However, in  neutron  imaging  applications  the  size  of  the  scintillator  elements  is  limited  by  the requirements of small receptor unsharpness. When considering scintillator plates, the width of the  detector might  be  in  the  same  order  of magnitude  as  the  recoil  proton  range  and  the detection efficiency is not easily calculated because the escape of recoil protons leads to lower energy  depositions  compared  to  the  large  dimension  scintillator.  Consequently,  the  recoil protons may escape the scintillator element through  its sides before depositing all  its energy. See Figure 16. 

33  

 

Figure 16. Neutron undergoing elastic scattering  in a thin plastic scintillator element. The recoil proton excites electrons  in the material along its path. If the proton exits the scintillator the light yield is hampered.  

In  Paper  I,  the  recoil  proton  energy  deposition  distribution  in  thin  scintillator  elements  is calculated for 14.1 MeV and 2.5 MeV neutrons in the plastic scintillator material EJ208 using a custom‐made Monte Carlo program, where proton recoils from elastic scattering are simulated by random sampling of the following variables: 

• The  scattering  angle,  θ.  (sampled  from  the  angular  differential  cross  sections  in evaluated nuclear data file ENDF‐B VI)  

• The azimutal angle, ф. (sampled from a uniform distribution) 

• The position in the scintillator, x , i.e. the distance from walls. (sampled from a uniform distribution) 

 

The energy deposition  is calculated as the  integral of the of the stopping power acting on the proton, until it reaches zero energy or escapes the scintillator plate through its sides. 

The resulting proton energy depositions from 14.1 MeV neutrons can be seen in Figure 17. 

34  

 

Figure 17. Energy deposition distribution of 14.1 MeV neutrons in scintillator plates of varied width.  

The pulse height distribution is used for estimation of the intrinsic detection efficiency with the introduction  of  various  energy  thresholds.  The  detection  efficiency  of  14.1 MeV  neutrons  is presented in Figure 18. 

 

35  

 

Figure 18. Calculated intrinsic detection efficiency with various detector sensing element (DSE) widths and energy thresholds. 

The results from paper I show that the proton loss effect in thin plastic scintillators have to be considered  for  optimization  of  the  design  in  a  fast  neutron  tomography  system, where  the detector  is  composed  by  scintillator  elements  with  a  width  that  is  in  the  same  order  of magnitude as the recoil proton range (mm). 

It should be noted that for the FANTOM design, where the detector element width, F, has been set to 5 mm, the proton loss effect is very small. Therefore, it might seem that the proton loss effect  does  not  influence  the  choice  of  design  parameter  sets  in  section  3.2.3. However,  it should  be  noted  that  the  proton  loss  effect  at  smaller  detector  element widths  affects  the location of the Pareto optimal front which was used when determining the acceptable design parameter sets. If the proton loss effect would not have been considered, 1 mm wide detectors and a magnification of 2 would have seemed superior to the current design. 

36  

5. Summary of Paper II In paper II the performance of the suggested device on axially symmetric objects of the HWAT geometry has been investigated, here considering a void distribution phantom.  

The device, including a DT neutron generator, the test loop consisting of a heated cylinder filled with  a  two‐phase  flow,  and  the  detector  setup  was modeled  using  the  neutron  transport program MCNP5 [30], see Figure 19. Supporting structures and  lab walls were  included  in the model for a realistic neutron scattering environment. Photons were not created and tracked in this simulation, as further discussed in section 6. 

 

Figure 19.  Illustration a cross section of  the modeled geometry  in paper  II. A) The axially symmetric HWAT object. B) The setup. Walls, floor ceiling and supporting structures were included in the model but appear outside the plane or boundaries of this figure. 

The MCNP5 model was used to simulate two reference measurements of a  liquid water‐filled and  a  steam‐filled  test  section.  These were  used  to  calibrate  a  parameterized model  of  the scatted background according to Eq.  10. 

   

37  

 

, , ∑ , 1 ∑ , Eq.  10 

Where   is the total scatter background in detector element m 

  ,  is the flat field scatter flux component (from walls, auxiliary equipment etc). 

    is  the  added  scattered  flux  component which  appears  upon  insertion  of  the two‐phase flow under investigation 

    is  the  ratio  of  the  scattered  neutron  flux  component  from  the  object  to  the attenuation in the two‐phase flow of the signal component 

  ,  is the flat field signal intensity of unscattered neutrons.

  The attenuation in pixel n 

  Path length of ray in detector element m through rixel n 

 

Finally, one measurement was simulated with an selected radial void‐distribution phantom to evaluate  the  precision  and  accuracy  of  the  instrument.  An  iterative  method  was  used  to reconstruct the void distribution. The result can be seen in Figure 20.  

 

Figure 20. Void distribution reconstruction (blue) and modeled distribution (red). 

The test showed that the void distribution could be modeled using 10 rixels with uncertainties smaller than 5 void percent units, based on statistics corresponding to a measurement time of 13 hours using the neutron generator available for FANTOM. However  it  is  important to note that there are neutron generators with a factor of 103 higher yields, and utilizing such neutron sources would decrease the measurement time correspondingly. 

0 2 4 6 8 10 120

10

20

30

40

radius [mm]

loca

l voi

d fra

ctio

n [%

]

38  

6. Conclusions In this thesis, experimental determination of thermal‐hydraulic test loops by means of fast‐neutron tomography has been addressed, and optimization of a setup for testing this novel measurement technique has been performed. 

 The thesis has shown that Pareto Multiple Objective Optimization is a useful tool for optimizing the different performance parameters in fast‐neutron tomography, and to address the inherent trade‐off between these parameters.  

The effect on the signal to background ratio of collimation and introduction of energy thresholds has been investigated for the purpose of fast‐neutron imaging. The result show that energy thresholds have a greater potential than collimation, at small collimator lengths ( < 0.5 m). Therefore, no collimation is planned for the FANTOM instrument, which is under construction. Instead, a detector with energy resolution is planned for, which allows the introduction of an energy threshold in the analysis. 

Furthermore, the proton loss effect on the pulse‐height distribution has been shown to decrease the detection efficiency in thin plastic scintillator elements when an energy threshold is used in the analysis. This effect is strong under scintillator element with of 1 mm when detecting 14.1 MeV fusion Neutrons. This effect is of importance for optimization of a fast‐neutron tomography systems where the detector is consisting of scintillator elements with individual pulse‐height registration. 

7. Discussion and Outlook 

7.1. The Background Signals One of the  large perceived challenges  in  fast neutron tomography  is the proper treatment of the  background.  The  background  will  consist  of  mainly  two  components:  neutrons  being scattered  into  the  detectors  and  gamma  radiation  that  appears  as  secondary  radiation  in various materials.  Untreated,  the  background  influence  leads  to  inaccurate  void  estimates. Therefore,  the  background  level  in  each  measurement  point  needs  to  be  modeled  and subtracted from the measured signal intensity.  

The neutron  scattering  component was  included  in  the MCNP5  simulations accounted  for  in Paper II. The background was modeled  in this relatively simple geometry and subtracted from the  simulated data.  In a closer  study,  it can be  seen  that  the  inaccuracy appears  to be of an order  of magnitude  smaller  than  the  precision  of  each  rixel,  implying  that  the  background suppression model appears to be adequate.  

39  

The second component, gamma radiation, has not yet been studied. However, it can be argued that  the plastic  scintillators  are  less  sensitive  for  gamma  rays  than neutrons  (lower  reaction cross section), and that the plan for thin dimensions and high energy thresholds will make few photons able  to deposit enough energy  to be  registered by  the data acquisition system. Still, studies of this component will be included in future work. 

When  the  FANTOM  setup  is  completed,  experimental  investigations  of  the  modeling capabilities  for  various  objects  can  be  performed.  The  detector  response  to  neutrons  and gammas can be characterized and used for a more detailed background model. 

7.2. Tomography of Dynamic Properties Neutron  tomography  is  often  performed  on  stationary  objects  and  the  equations  used prerequisite  that  the geometry  is constant  throughout  the whole measurement. However,  in this case, two different types of dynamics can be identified. (1) The two‐phase flow may cause vibrations to the test  loop, and the amplitude of these vibrations will be the  limiting factor of the  unsharpness  obtainable.  (2)  The  two‐phase  flow  is  by  its  character  changing  over  time. During the data collection, a large amount of bubbles, droplets, film waves or slugs of void and water might pass through the test section. However, it is this motion‐blurred image that is the aim  of  the measurement, where  the  blurred  out  image  of  the  individual  bubbles  and  other features corresponds to the time averaged void fraction.  

A concern  in this context  is that the time averaged count rate  in each detector channel  is not exactly related to the time averaged void fraction. Rather, the higher the variance in time of the void fraction, the larger is the systematic difference between the time‐averaged count rate and the count rate of the time‐averaged void  fraction. This source of  inaccuracy  is called dynamic bias error and causes the void fraction to be overestimated. [31]. The dynamic bias error should be  studied  more  closely  to  evaluate  the  effects  and  the  measures  that  can  be  taken  to compensate for it.  

7.3. Construction As  the design parameters of  the FANTOM  instrument have been determined,  the work on a detailed  construction  has  started.  In  addition,  phantoms will  be  constructed  to  validate  the performance  in  terms  of  image  unsharpness  and  count  rate,  which  has  so  far  only  been addressed theoretically in this thesis. 

   

40  

After a prototype  is ready, The experimental phase of this project  is planned to be structured chronologically in these substages: 

1. Experimental characterization of detectors and neutron generator. 2. Experimental validation of the performance parameters that are theoretically addressed 

in this thesis, such as image unsharpness and count rate. 3. Modeling the background components of the measurement setup. 4. Measurements of modeled void distributions using the constructed phantoms. 5. Measurements on void distributions 

The  first  stage will  take  place  both  in  the  Ångström  Laboratory  in  Uppsala  and  in  the  FOI radiation  lab  in Kista, the second to the fourth stage will take place  in the  lab  in Kista and the fifth stage is planned to take place at the thermal hydraulic test loops. 

8. Acknowledgements There are many people who have made essential contributions to this work and to whom I owe my deepest gratitude. 

First  of  all,  I want  to  thank my  supervisors,  Staffan  Jacobsson  Svärd, Henrik  Sjöstrand,  Ane Håkansson, Stephan Pomp and Michael Österlund. You have always been generous with your time to give helpful advice.   

The  reference  group  consisting  of  Henryk  Anglart,  Uffe  Bergmann,  Jesper  Ericsson,  Fredrik Winge, Christofer Willman,  Jonas  Lanthén and Elisabeth Rudbeck has been most helpful and given valuable feed‐back. 

There are other people  that have  contributed with  ideas and  feed‐back.  I want  to especially mention Jan Blomgren, John Loberg, Peter Wolniewicz and Jonas Lanthén who were previously working in the STUNT project. Also Erik Andersson Sundén, Göran Ericsson, Jacob Eriksson and Carl Hellesen, who have given valuable help on neutron detection and kinematics. I also want to thank all current and previous employees and students of the Nuclear Fuel Diagnostics group and  the  Applied  Nuclear  Physics  division  at  Uppsala  University  for  contributing  to  a  very interesting and inspiring working environment. 

The  Swedish  Defense  Research  Institute  has  promised  to  give  access  to  their  neutron  lab including their neutron generator. Claes Elmgren and Neda Tooloutalaie deserve special thanks for their assistance there. 

Niklas  Johansson and Lars‐Erik Lindquist have been very helpful with  their hands on practical experience and construction details of the FANTOM device. 

41  

Finally,  I want  to acknowledge  that  this work has been made with  financial support  from  the Swedish Center for Nuclear Technology, SKC. 

 

 

 

   

42  

9. References [1] H. A., Anglart, H. Persson, "Experimental investigation of post‐dryout heat transfer in 

annulus with spacers," International Journal of Multiphase Flow, pp. 809‐821 , 2007. 

[2] John Loberg, "Novel Diagnostics and Computational Methods of Neutron Fluxes in Boiling Water Reactors," Acta Universitatis Upsaliensis Uppsala, 2010. 

[3] Shi‐Chune Yao, Cristina H. Amon Jean‐Marie Le Corre, "Two‐phase flow regimes and mechanisms of critical heat," Nuclear Engineering and Design (NURETH‐12), pp. 245‐251, 2010. 

[4] M. Ishii T. Wilmarth, "Two‐phase flow regimes in narrow rectangular vertical and horizontal channels," Int J. Heat Mass Transfers, vol. 37, no. 12, pp. 1749‐1758, 1994. 

[5] Frigyes Reisch, "Dryout of BWR Fuel Elements," International Congress on Advances in Nuclear Power Plants; Embedded International Topical Meeting at the 2006 ANS Annual Meeting, 2008. 

[6] H. Anglart G. Windecker, "Phase distribution in BWR fuel assembly and evaluation of multidimensional multi‐field model," Ninth international topical meeting on nuclear reactor thermal hydraulics, NURETH‐9, 1999. 

[7] D. Lucas H.‐M. Prasser E. Krepper, "Evolution of the two‐phase flow in a vertical tube‐decomposition of gas fraction profiles according to bubble size classes using wire‐mesh sensors," International Journal of thermal sciences, no. 41, pp. 17‐28, 2002. 

[8] M. Misawa, I. Tiseanu H.‐M. Prasser, "Comparison between wire mesh sensor and ultra‐fast X‐ray tomograph for an air water flow in a vertical pipe," Flow measurement and instrumentation, no. 16, pp 73‐83, 2005. 

[9] S. Javelot, D. Lebrun, L. Lebon J. Leblond, "Two‐phase flow characterization by nuclear magnetic resonance," Nuclear Engineering and Design, vol. 184, pp. 229‐237, 1998. 

[10] T. Dyakowski, "Process tomography applied to multi‐phase flow measurement," Meas. Sci. Technol., vol. 7, pp 343‐353, 1996. 

[11] Masatoshi Kureta, "Experimental study of three dimensional void fraction distribution in heated tight‐lattice rod bundles using thre‐dimensional neutron tomography," Journal of power and energy systems, vol. 1, pp 225‐238, 2007. 

43  

[12] J Kickhofel, "Cold neutron and fast X‐ray tomography of annular flow in double subchannel model of a BWR," 2010. 

[13] E. C. Beckmann, "CT scanning the early days," The British Journal of Radiology, vol. 79, pp 5‐8, 2006. 

[14] S Webb, The physics of medical imaging. The Institute of Physics Publishing, Avon, 1995.

[15] E.H. Lehmann, D. Mannes, P. Boillat G. Frei, "The neutron micro‐tomography setup at PSI and its use for research purposes and engineering applications," Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A, vol. 605, pp. 111‐114, June 2009. 

[16] E. Calzada, F. Grünauer, E. Steichele B. Schillinge, "The design of the neutron radiography and tomography facility at the new research reactor FRM‐II at Technical University Munich ," Applied Radiation and Isotopes, vol. 61, no. 4, pp. 653‐657, October 2004. 

[17] G. F. Knoll, Radiation Detection and Measurement. Third Edition: John Wiley & Sons, Inc, 2000. 

[18] B. Schillinger, "3D Computer Tomography with Thermal Neutrons at FRM Garching," J. Neutron Research, vol. 4, 1996. 

[19] D. B. Pelowitz, MCNPXTM USER’S MANUAL Version 2.5.0, 2005.

[20] E Lehmann, S. Körner H. Pleinert, "Design of a new CCD‐camera neutron tomography detector," Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A, pp. 382‐390, 1997. 

[21] C. Kersten, G. Laczko, D. Vartsky, I. Mor, M. B. Goldberg, G. Feldman, A. Breskin, O. Jagutsky, U.Spillman V. Dangendorf, "Detectors for energy‐resolved fast‐neutron imaging," Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and Associated Equipment, vol. 535, pp. 93‐97, 2004. 

[22] G. W. Fraser, B. Feller, R. Street, J. I. W. Watterson, P. White, G Downing R. M. Ambrosi, "Large area microchannel plate detector with amorphous silicon pixel array readout for fast neutron radiography," Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A, vol. 500, pp. 351‐361, 2003. 

[23] P. R. Bingham, J. S. Neal, J. A. Mullens, J. T. Mihalczo P.A. Hausladen, "Portable fast‐neutron radiography with the nuclear materials identification system for fissile material transfers," Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B, vol. 261, pp. 387‐390, 

44  

2007. 

[24] O. Bugaenko, S. Kuzin, V. Mikerov, E. Monitch, A. Pertsov E. Bogolubov, "CCD detectors for fast neutron radiography and tomography with a cone beam," Nuclear instruments and methods in physics research A, pp. 187‐191, 2005. 

[25] D. Vartsky, D. Bar, G. Feldman, M. B. Goldberg, D. Katz, E. Sayag, I. Shmueli, Y. Cohen, A. Tal, Z. Vagish, B. Bromberger, V. Dangendorf, D. Mugai, K. Tittelmeier, M. Weierganz I. Mor, "High Spatial Resolution Fast‐Neutron Imaging Detectors for Pulsed Fast‐Neutron Transmission Spectroscopy," J. of Instrumentation, vol. 4, p. P05016, 2009. 

[26] K. M. Hanson, "Tomographic reconstruction of axially symmetric objects from a single radiograph," Bayesian and Related Methods, no. 125, pp. 180‐187, 1984. 

[27] J. Simpson, private communication, Thermofischer, Mar. 2010.

[28] Henryk Anglart, private communication, June 2009.

[29] A. Zarei and M. A. El‐Sharkawi P. Ngatchou, "Pareto Multi Objective Optimization," in Modern Heuristic Optimization Techniques: Theory and Applications to Power Systems., ch. 10., 2005,  

[30] X‐5 Monte Carlo Team,.: Los Alamos National Laboratory , 2003, ch. LA‐UR‐03‐1987.

[31] P. Munshi P. Jayakumar, "A comprehensive study of measurement uncertainty in tomographic reconstruction of void‐profiles in a mercury‐nitrogen flow," Experiments in Fluids, vol. 26, pp 535‐541, 1999.