AllPhysics.ru

НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, раздел нейтронной физики, в к-ром изучаются энергетич. зависимость эффективных поперечных сечений а разл. процессов вз-ствия нейтронов с ат. ядрами и св-ва образующихся возбуждённых состояний ядер. Характер вз-ствия зависит от энергии ξ нейтрона. При ξ<ξ_в, где ξ_в — энергия низшего возбуждённого уровня ядра мишени, возможно только

у п р у г о е рассеяние нейтронов на ядрах и нек-рые экзотермич. ядерные реакции, в первую очередь радиационный захват нейтрона (n, g). На нек-рых лёгких ядрах большое сечение имеют реакции с вылетом заряж. ч-ц: ³He(n, p)³H; ⁶Li(n, a)³H;

Рис. 1. Нейтронные резонансы.

¹⁰В (n, a)⁷Li. У самых тяжёлых ядер (U и трансурановые элементы) захват нейтронов может вызывать деление ядра (см. Деление атомного ядра).

Характерная особенность зависимости s(ξ)—наличие резонансов (рис. 1). Каждому резонансу соответствует возбуждённое состояние составного ядра с массовым числом A+1 (А — массовое число исходного ядра) и энергией возбуждения, равной сумме энергии связи ξ_св нейтрона в ядре и величины ξ₀•A/(A+1), где ξ₀ — кинетич. энергия нейтрона, соответствующая макс. сечению. Зависимость сечения образования составного ядра s_с вблизи резонанса описывается Врейта — Вигнера формулой:

Здесь l_н — длина волны де Бройля нейтрона, g — статистич. фактор, зависящий от спинов исходного и составного ядер, Г — полная ширина резонанса, равная ширине пика на половине высоты, связанная со временем жизни т образующихся возбуждённых состояний ядер соотношением: t=ћ/Г. Величина t для разл. ядер лежит в диапазоне 10^-14—10^-18 с. Вероятность распада составного ядра но тому или иному каналу (i) определяется т. н. парциальными ширинами: нейтронной шириной Г_п (распад с вылетом нейтрона), радиац. шириной Г_g (распад с вылетом g-кванта). Делительной шириной Г_f и т. д. Полная ширина равна сумме парциальных ширин:

Г = Г_п+Г_g+Г_f + Г_a+..., (2)

а сечение распада составного ядра по каналу i

s_i =s_сГ_i/Г. (3)

Эксперим. исследование зависимостей s(ξ) и s_i(ξ) позволяет определить хар-ки возбуждённых уровней составного ядра: энергию, полные и парциальные ширины, спины, чётность. Для измерения энергетич. зависимости эфф. сечений s(ξ) применяют н е й т р о н н ы е с п е к т р о м е т р ы, гл. обр. спектрометры по времени пролёта (рис. 2). Импульсный источник И генерирует нейтроны со сплошным энергетич. спектром в виде короткой вспышки длительностью Dt. Нейтроны, прошедшие через исследуемую мишень М, регистрируются детектором нейтронов Д (рис. 2, а), а электронный временной анализатор ВА фиксирует интервал времени t между вспышкой нейтронного источника и моментом регистрации нейтрона детектором. Время пролёта t (в мкс) связано с энергией нейтрона ξ (в эВ) соотношением: ξ=(72,3L)²/t², где L — расстояние от источника до детектора (в м).

Рис. 2. Схемы экспериментов для измерения нейтронных эфф. сечений: a — полного сечения; б — парциальных сечений; К — коллиматоры .

Энергетич. разрешение Dξ/ξ спектрометра приближённо можно представить в виде:

Dξ/ξ=2Dt/t=2Dtv/L, (4)

где v — скорость нейтронов. В совр. нейтронных спектрометрах источниками нейтронов служат электронные или протонные ускорители с длительностью вспышки от 1 до 100 нс и интегр. выходом до 10¹⁴ нейтронов в 1 с.

Полное эфф. сечение s_t определяют по т. н. пропусканию Т нейтронов:

T=N/N₀=exp(-ns_t). (5)

где N и N₀ — показания детектора с мишенью в пучке и вне пучка (рис. 2, а), n — толщина мишени (в числе ядер на 1 см²). Для измерения парциальных сечений детектор Д_i, чувствительный только к данным продуктам распада, располагают вне пучка, рядом с мишенью (рис. 2, б). Для тонкой мишени скорость счёта пропорц. s_i. Большую информацию о св-вах яд. уровней получают, если детектор может регистрировать энергетич. спектр продуктов реакции (g-квантов, a-частиц, осколков деления). Нейтронные ширины Г_п резонансов при s-волновом взаимодействии (орбит. момент l=0) с увеличением энергии ξ растут в среднем пропорц. ξ^1/2, поэтому чаще пользуются приведёнными нейтронными ширинами Г⁰_п=Г_п/ξ^1/2. Последние сильно флуктуируют от резонанса к резонансу, подчиняясь т. н. распределению Портера — Томаса:

Р(х)=(2pх)^-1/2ехр( -х/2), (6)

где x=Г⁰_п/<Г_п>. Энергетич. интервалы D между соседними резонансами также довольно широко распределены вокруг ср. значения <D>, к-рое уменьшается с ростом А от 10⁴ эВ для А»30 до 1 эВ для A»240. Захват нейтронов ядром с нечётным А приводит к меньшим значениям <D> по сравнению с соседними чётными ядрами из-за различия в энергии связи нейтрона. Существенно увеличивается <D> для магических ядер. Ср. значения <Г⁰_п> и <D> коррелируют между собой: если каждая из этих величин может меняться от ядра к ядру на 2—3 порядка, то их отношение s0=<Г⁰_п>/<D>, наз. нейтронной силовой функцией, изменяется с А слабо и плавно. Для l=0 силовая функция имеет максимумы (S₀=4•10^-4) в области А»50 н A=150 и минимумы (S₀»0,3•10^-4) при A=100. Силовая ф-ция непосредственно связана с сечением образования составного ядра (усреднённым по мн. резонансам): _

<s_с³ 2p²l_п²ÖξS₀. (7) При взаимодействии с ядрами быстрых нейтронов (0,1£ξ£20 МэВ) существенный вклад в сечение дают неупругое рассеяние (n, n'g), реакции с вылетом заряженных частиц (n, p), (n, a) и др. Для измерения сечений используются монохроматич. пучки нейтронов, получаемые на электростатических ускорителях (генераторах Ван-де-Граафа) в реакциях ³Н (p, n), ⁷Li(p, n), ²H(d, n), ³H(d, n) и др., а также методом времени пролёта.

$ См. лит. при ст. Нейтронная физика.

Л. Б. Пикельнер.