к библиотеке  к оглавлению  FAQ по эфирной физике  ТОЭЭ  ТЭЦ  ТПОИ  ТИ  

РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА

Глоссарий по физике
А  Б  В  Г  Д  Е  Ж  З  И  К  Л  М  Н  О  П  Р  С  Т  У  Ф  Х  Ц  Ч  Ш  Э  Ю  Я  

Нейтронная спектроскопия
Нейтронная спектроскопия - совокупность исследований энергетич. зависимости разл. процессов взаимодействия нейтронов с атомными ядрами и свойств образовавшихся возбуждённых состояний ядер. Специфич. особенность взаимодействия нейтронов с яд-рамп связана с отсутствием заряда. Отсюда протекание реакции при низких энергиях нейтронов < 1 МэВ.

Упругое рассеяние нейтронов (n, n') происходит на всех ядрах и при любых энергиях с заметной вероятностью. При ниже энергии первого возбуждённого уровня ядра-мишени возможны также неупругие экзо-термич. ядерные реакции: радиац. захват нейтрона (n, g), реакции с вылетом протонов (n, р) и я-частиц (n, a), деление ядер (n, f).

Рис. 1. Нейтронные резонансы. 

Характерная особенность зависимости сечения ядерных реакций от энергии нейтрона s() - наличие ре-зонансов (рис. 1). Каждому резонансу соответствует образование определённого состояния составного ядра (компаунд-ядра) с массовым числом А + 1(A - массовое число ядра-мишени) и энергией возбуждения, равной + A/(A + 1), где - энергия связи нейтрона в ядре, - кинетич. энергия нейтрона в максимуме резонанса. 

Рис. 2. Схемы экспериментов для измерения нейтронных сечений: a - полного, б - парциальных 

Сечение образования составного ядра sс в области резонанса описывается Брей-та - Вигнера формулой: 

Здесь 2p= l = 2,8610-11 - длина волны де Бройля нейтрона (в м), g -статистич.фактор, зависящий от спинов исходного и составного ядер, Г - полная ширина резонанса, связанная со временем жизни т образовавшегося возбуждённого состояния ядра соотношением Г = /т (для большинства ядер т ~ ~ 10-14 - 10-18 с). Вероятность распада составного ядра по тому или иному каналу i определяется парциальными ширинами - нейтронной шириной Гn в случае вылета нейтрона (упругое рассеяние), радиационной Gg (вылет g-квантов), делительной Гf и т. д. Полная ширина равна сумме парциальных ширин для данного резонанса:

Сечение реакции с распадом по каналу i:

Полное нейтронное сечение:

Эксперим. исследование зависимостей st() и si() позволяет определить характеристики состояний, образующихся при захвате нейтрона: энергию, полную и парциальные ширины, спин I, чётность p (Ip).

Нейтронный спектрометр. Для измерений энергетич. зависимостей сечений применяют нейтронные спектрометры, гл. обр. спектрометры по времени пролёта (рис. 2). Импульсный источник нейтронов И генерирует нейтроны со сплошным энергетич. спектром в виде короткой вспышки длительностью Dt. При измерении полного сечения st детектор нейтронов Д регистрирует нейтроны при положении мишени M в пучке и вне пучка (К - коллиматоры, рис. 2, а). Временной анализатор BA фиксирует интервал времени t между вспышкой источника и моментом регистрации нейтрона в детекторе. Энергия нейтрона (в эВ) связана с временем пролёта t (в икс) соотношением = (72,3 L)2/t2, где L - расстояние между источником нейтронов и детектором (в м). Энергетич. разрешение спектрометра:

u - скорость нейтронов. T. н. фактор качества, определяемый как Q/(Dt)2, где Q - интегральный выход нейтронов из источника, характеризует поток нейтронов на детекторе при заданном энергетическом разрешении.

Нейтронными источниками обычно служат электронные или протонные ускорители с длительностью вспышки Dt ~ 10-9 - 10-6 с и Q ~ 1014-1016 нейтрон.с-1. Большим выходом нейтронов при более длинной вспышке обладают импульсные реакторы, применяемые также в качестве бустеров - размножителей нейтронов от импульсных ускорителей.

Полное сечение st взаимодействия нейтрона с ядром определяется соотношением:

где N - показания (счет) детектора с мишенью в пучке, N0 - вне пучка, п - толщина мишени (число ядер на 1 см2). Для измерения парциальных сечений si детектор Дi, чувствительный только к продуктам i-распада составного ядра, располагается вне пучка нейтронов рядом с мишенью (рис. 2, б). Скорость счёта детектора Дi:

Здесь П - поток нейтронов в заданном интервале энергии, падающий на всю площадь мишени, hi - эффективность регистрации детектором продуктов реакции.

При изучении реакций с вылетом заряж. частиц (протонов, a-частиц, осколков деления) используют иони-зац. детекторы (ионизац. камеры, пропорциональные счётчики и т. д.) с помещёнными внутри них мишенями, расположенные непосредственно в пучке нейтронов. Это возможно благодаря низкой чувствительности таких детекторов к нейтронам и g-лучам (см. Нейтронные детекторы).

Статистические свойства резонансов. Вероятность образования составного ядра зависит от орбитального момента l налетающего нейтрона. Нейтронная ширина для разных l:

где R 1,3 A1/3Фм. При низких энергиях нейтронов ( 1 кэВ) наблюдаются в основном т. н. s-резонансы (l = 0), значительно слабее р-резонансы (l = 1); с более высокими l резонансы не проявляются. С увеличением роль нейтронов с большими l в образовании составных ядер возрастает. При анализе нейтронных ширин обычно исключают энергетич. зависимость (*) и оперируют с приведёнными нейтронными ширинами Гln для = 1 эВ.

Для данного ядра Гln существенно меняются от резонанса к резонансу. Эксперим. данные о флук-туациях s-резонансов подтверждают высказанные С. E. Портером (С. E. Porter) и P. Г. Томасом (R. G. Thomas) аргументы в пользу гауссовского распределения амплитуд приведённых ширин (Г0n)1/2 при нулевом ср. значении. Отсюда следует т. н. c2-распределение с одной степенью свободы (v = 1) для Г0п (распределение Портера - Томаса):

где c = G0n/<G0n>.

Аналогичными статистич. свойствами обладают и др. ширины (др. каналы распада). Распределение Портера-Томаса справедливо для ширин, характеризующих вероятности g-переходов с резонансных состояний, имеющих одинаковые спины и чётность, на один и тот же уровень. Полная радиац. ширина практически не меняется от резонанса к резонансу для тяжёлых ядер, т. к. является суммой большого числа независимо флуктуирующих величин. Для Гg справедливо c2 -распределение с числом степеней свободы v 50. Для Гf и Гa характерны v 2-4.

Энергетич. интервалы D между соседними резонанса-ми с одинаковыми I и p распределены широко:

где у = D/<D>, причём ср. значение <D> уменьшается с ростом А от 104 эВ для А 30 до 1 эВ для А 240. Для соседних ядер-мишеней <D> систематически больше для чётных А по сравнению с нечётными из-за меньшей энергии возбуждения ядра. Для магических ядер <D> существенно возрастает.

Силовая функция. Cp. значения <Г0n> и <D> коррелируют между собой: если каждая из них может отличаться для соседних ядер в десятки раз, то отношение S0 = <Г0n> /<D> наз. нейтронной силовой функцией, изменяется с А слабо и плавно. Силовая функция S0 имеет максимумы в областях А 50 и 150 (S0 4.10-4) и минимум при А 100 (S03.10-5).

Для l = 1 силовая функция S1 имеет близкие значения и максимумы при А 100 и 240. На зависимости силовой функции от А в значит. степени базировалась оптическая модель ядра. Силовая функция непосредственно связана с усреднённым но резонансам сечением образования составного ядра. Для s-резонансов:

Сходная зависимость справедлива для др. l.

Полное нейтронное сечение st помимо sс содержит сечение т. н. потенциального рассеяния sп = 4pR'2, слабо зависящее от энергии нейтронов. Величина R' примерно равна радиусу ядра R = r0А1/3 (r0 = 1,310-13 см - размер нуклона), но на плавную зависимость от А накладываются периодич. отклонения, объясняемые в рамках оптической модели ядра.

Сверхтонкие взаимодействия. Информацию о составных возбуждённых ядрах даёт также изучение т. н. сверхтонких взаимодействий в нейтронных резонансах. Магн. моменты возбуждённых состояний mВ ядра могут быть определены измерением сдвига D резонансной энергии при поляризации ядер мишени (см. Ориентированные ядра:)

где fЯ - степень поляризации ядер, H - магн. поле на ядре и m0 - магн. момент ядра-мишени. Однако величина D << Г (D = 3.10-6 эВ при fЯ = 1, H = 106 Э, m0 - mВ, равной одному ядерному магнетону). Это осложняет измерение и ограничивает число доступных изучению ядер. Величины mВ определены для ряда резонансов лантаноидов (Tb, Dy, Но и Er). При этом ср. значение <mВ/I> = 0,34 b 0,22, что согласуется с расчётами в рамках статистической модели ядра.

Электрич. сверхтонкое взаимодействие позволяет получить информацию об изменении распределения заряда в ядре при его возбуждении до энергии, равной энергии связи нейтрона. T. н. хим. сдвиг нейтронного резонанса, характеризующий изменение энергии резонанса при переходе от одного хим. соединения к другому, определяется выражением:

Здесь Dre(0) - разность электронных плотностей в местах нахождения ядра в этих соединениях, Z - ат. номер, е - элементарный заряд, D<r2> - изменение среднеквадратичного радиуса заряда ядра. Величина сдвига D того же порядка, что и в случае магн. взаимодействия. Для изотопов U оказалось, что <r2> несколько меньше <r2>0 (невозбуждённого ядра) для резонансов с малой делительной шириной Гf и они примерно равны в случае Гf > Гg/2.

Несохранение чётности. В нейтронных резонансах слабое взаимодействие проявляется в виде эффектов несохранения пространств. чётности. Смешивание за счёт слабого взаимодействия состояний составного ядра с разной чётностью (s- и р-резонансы) приводит к различию в сечении р-резонанса для нейтронов с поляризацией параллельно (+) или антипараллельно (-) импульсу:

Здесь s pc - Брейта - Вигнера сечение для неполяри-зов. нейтронов; - коэф. асимметрии, зависящий от матричного элемента смешивания состояний разной чётности и от параметров резонансов. Экспериментально эффект был обнаружен на ядрах 81Br, 111Cd, 117Sn, 139La. Наиб. значение 9.10-2 наблюдалось у 139La.

Быстрые нейтроны (0,1 < < 20 МэВ). Кроме метода времени пролёта широко применяются монохрома-тич. пучки нейтронов, получаемые на электростатич. ускорителях в реакциях 2H(d, n), 3H(d, n), 7Li(p, n) и др. Помимо характерных для медленных нейтронов упругого рассеяния и радиац. захвата существенный вклад в сечение для средних и тяжелых ядер дают неупругое рассеяние (n,n' g), реакции (n, p), (n, a), a при >= 10 МэВ -реакции (n, 2n), (n, рn) и др. Отд. резонансы наблюдаются только для ядер с <D> >= 10 кэВ, чаще изучается усреднённое сечение.

Литература по 

1. Пикельнер Л. Б., Попов Ю. П., Шарапов Э. И., Светосильная нейтронная спектроскопия ядер, "УФН", 1982, т. 137, с. 39. Л. Б. Пикельнер.

к библиотеке  к оглавлению  FAQ по эфирной физике  ТОЭЭ  ТЭЦ  ТПОИ  ТИ