|
|
Большая Советская Энциклопедия (цитаты)
|
|
|
|
|
Нейтронная спектроскопия | Нейтронная спектроскопия (далее Н)нейтронная спектрометрия, область ядерной физики, охватывающая исследования зависимости эффективного поперечного сечения взаимодействия нейтронов с ядрами от энергии нейтронов.
Характерной особенностью энергетической зависимости сечений о взаимодействия медленных нейтронов с ядрами является наличие так называемых нейтронных резонансов - резкого увеличения (в 10-105 раз) поглощения и рассеяния нейтронов вблизи определенных энергий (рис. 1). Избирательное (резонансное) поглощение нейтронов определенных энергий впервые было обнаружено Э. Ферма с сотрудниками в 1934. Ими же было показано, что способность поглощать медленные нейтроны сильно меняется от ядра к ядру.
Образующееся после захвата нейтрона высоковозбужденное (резонансное) состояние ядра нестабильно (время жизни ~10-15 сек): ядро распадается с испусканием нейтрона (резонансное рассеяние нейтронов) или g-кванта (радиационный захват). Значительно реже испускаются a-частица или протон. Для некоторых очень тяжелых ядер (, и др.) происходит также деление возбужденного ядра на 2, реже на 3 осколка (см. Ядра атомного деление).
Вероятности различных видов распада резонансного состояния ядра характеризуются так называемыми ширинами резонансов (нейтронной Гд, радиационной Гg, делительной Гg, a-шириной Гa и т.д.). Эти ширины входят в качестве параметров в формулу Брейта - Вигнера, которая описывает зависимость эффективного сечения взаимодействия нейтрона с ядром от энергии нейтрона E вблизи резонансной энергии E0. Для каждого вида (i) распада формула Брейта - Вигнера приближенно может быть записана в виде:
Здесь Г = Гn + Гg + Гa +...- полная ширина нейтронного резонанса, равная ширине резонансного пика на половине высоты, g - статистический фактор, зависящий от спина и четности резонансного состояния ядра.
Эффективные сечения измеряются с помощью нейтронного спектрометра, основными элементами которого являются источник И моноэнергетических нейтронов с плавно изменяемой энергией и Д нейтронов или вторичного излучения. Полное сечение Г определяется из отношения отсчетов нейтронного Д с мишенью М, расположенной на пути пучка и вне пучка (рис. 2, а). При измерении парциальных сечений регистрируется вторичное излучение (g-лучи, вторичные нейтроны, осколки деления и т.д.) из мишени, помещенной на пути нейтронов. В области энергии £ 10 эв в качестве нейтронного источника иногда используются нейтронные монохроматоры, которые устанавливаются на канале ядерного реактора и выделяют пучки нейтронов с определенной энергией (рис. 2, б). Поворачивая изменяют энергию нейтронов (см. Дифракция частиц). Для энергии ³ 30 кэв обычно используют ускорители Ван-де-Граафа (см. Электростатический ускоритель), в которых моноэнергетические нейтроны образуются в результате ядерных реакций типа 7 (p, n)7. При изменении энергии протонов изменяется энергия вылетающих нейтронов (энергетический разброс DE ~ 1 кэв).
Более распространенным методом в Нейтронная спектроскопия является метод времени пролета, в котором используются нейтронные источники с широким энергетическим спектром, испускающие нейтроны в виде коротких вспышек длительностью t. Специальное электронное устройство, называемое временным анализатором, фиксирует интервал времени t между нейтронной вспышкой и моментом попадания нейтрона в т. е. время пролета нейтронами расстояния L от источника до Энергия нейтронов E в эв связана со временем t в мксек соотношением:
E = (72,3L)2/t2. (2)
При измерении парциальных сечений методом времени пролета располагают непосредственно около мишени.
Так как вторичная частица испускается практически одновременно с захватом нейтрона, то фиксируется момент захвата нейтрона ядром, а, следовательно, определяется энергия нейтрона по времени t пролета. Энергетическое разрешение DE нейтронного спектрометра по времени пролета приближенно можно представить в виде:
DE/E = 2t/t. (3)
Импульсными источниками нейтронов обычно служат ускорители заряженных частиц или стационарные ядерные реакторы с механическими прерывателями, периодически пропускающими нейтроны в течение времени t ~ 1 мксек. Один из лучших нейтронных спектрометров по времени пролета создан в Ок-Ридже (США). Он содержит линейный ускоритель электронов с энергией 140 Мэв. Электроны за счет тормозного g-излучения выбивают из мишени 1011 нейтронов за время электронного импульса (t = 10-8 сек) при частоте повторения импульсов до 1000 в 1 сек. Разрешение DE такого спектрометра при L = 100 м и E = 100 эв составляет 3·10-3 эв. В Нейтронная спектроскопия часто используются вырабатывающие сигнал, величина которого пропорциональна энергии регистрируемой частицы (см. Полупроводниковый детектор, Пропорциональный счетчик, Сцинтилляционный счетчик). Это позволяет измерить энергетический спектр вторичных частиц, вылетающих из мишени, что значительно расширяет объем информации о возбужденных состояниях ядер и механизмах различных ядерных переходов и т.д.
Анализ экспериментальных данных позволяет определять такие характеристики резонанса, как энергия E0, полная Г и парциальные ширины, спин и четность резонансных состояний ядер. Для большинства стабильных ядер эти характеристики известны (по крайней мере E и Гn) для десятков, а иногда и сотен резонансов. При более высоких энергиях нейтронов разрешающая способность нейтронных спектрометров становится недостаточной для выделения отдельных резонансов. В этом случае исследуются усредненные полные и парциальные сечения, которые дают сведения о средних характеристиках резонансов.
Величины энергетических интервалов D между соседними резонансами ядра флуктуируют. Среднее значение <D> может сильно меняться при переходе от ядра к ядру. Общей закономерностью является уменьшение <D> с увеличением массового числа А (от 104 эв для А = 30 до 1 эв для и более тяжелых ядер). При переходе от ядер с нечетным А к соседним четным происходит скачкообразное увеличение <D>, что связано с изменением энергии связи захватываемого нейтрона. Нейтронные ширины резонансов Гn также флуктуируют от резонанса к резонансу для данного ядра. Кроме того, Гn растут в среднем пропорционально E01/2, поэтому обычно пользуются приведенными нейтронными ширинами Г°n = Гn/E1/2. Средние значения нейтронных ширин <Гn> коррелируют с величинами <D>. Каждая из них для разных ядер может отличаться в 103-104 раз, но их отношение 0 = < Гn/E>/ <D>, называется силовой функцией, слабо и плавно изменяется от ядра к ядру. Зависимость 0 от А хорошо объясняется с помощью оптической модели ядра (см. Ядерные модели).
После захвата нейтрона ядро переходит в высоковозбужденное состояние, ниже которого обычно расположено множество др. состояний. Его распад с испусканием g-квантов может происходить многими путями через различные промежуточные уровни. Это приводит к тому, что полная радиационная ширина Гg- для каждого резонанса является усредненной по большому числу путей распада, а следовательно, мало изменяется от резонанса к резонансу и плавно меняется от ядра к ядру. Обычно полная радиационная ширина при переходе от средних ядер (A " 50) к тяжелым (А " 250) изменяется примерно от 0,5 эв до 0,02 эв. В то же время радиационные ширины, характеризующие вероятность g-перехода на данный промежуточный уровень, сильно флуктуируют от резонанса к резонансу, как и нейтронные ширины. Спектр g-лучей распада нейтронных резонансов дает информацию о распадающемся состоянии (спин, четкость, набор парциальных ширин). Кроме того, энергии отдельных g-переходов позволяют определить энергии нижележащих уровней, а интенсивности g-переходов - спин и четность, иногда и природу уровня.
Делительные ширины Гд также заметно флуктуируют от резонанса к резонансу. Помимо осколков, при делении ядер под действием нейтронов испускаются g-кванты и вторичные нейтроны. Число нейтронов составляет 2-3 на 1 акт деления и практически не меняется от резонанса к резонансу. Эта величина, а также отношение вероятностей радиационного захвата и деления играют важную роль при конструировании ядерных реакторов.
У полутора десятков ядер обнаружено испускание a-частиц после захвата медленных нейтронов. Для легких ядер (В, ) этот процесс является преобладающим. В средних и тяжелых ядрах он затруднен кулоновским барьером ядра. Здесь в наиболее благоприятных случаях Гa в 104-109 раз меньше Гg. Нейтронная спектроскопия дает в этом случае информацию о высоковозбужденных состояниях ядер, о механизме a-распада.
Данные Нейтронная спектроскопия важны не только для ядерной физики. Реакторостроение нуждается в точных сведениях о взаимодействии нейтронов с делящимися материалами, а также материалами конструкции и защиты реакторов. Данные Нейтронная спектроскопия используются для определения элементного и изотопного состава образцов без их разрушения (см. Активационный анализ). В астрофизике они необходимы для понимания распространенности элементов во Вселенной.
Методы Нейтронная спектроскопия нашли широкое применение в исследованиях структуры твердых тел и жидкостей, а также динамики различных процессов, например колебаний кристаллической решетки (см. Нейтронография).
Лит.: Юз Дж. Д., Нейтронные эффективные сечения, пер. с англ., М., 1959; Рей Е. Р., Экспериментальная нейтронная спектроскопия, "Проблемы физики элементарных частиц и ядра", 1971, т. 2, в. 4, с. 861; Франк И. М., Развитие и применение в научных исследованиях импульсного реактора ИБР, там же, с. 805; Боллингер Л. М., Гамма-кванты при захвате нейтронов, там же, с. 885; Попов Ю. П., (, a) - реакция - новый канал для изучения природы нейтронных резонансов, там же, с. 925; Физика быстрых нейтронов, под ред. Дж. Мариона. и Дж. Фаулера, пер. с англ., т. 2, М., 1966.
Л. Б. Пикельнер, Ю. П. Попов.
|
Для поиска, наберите искомое слово (или его часть) в поле поиска
|
|
 |
 |
 |
|
