НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ

НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ нейтронная
спектрометрия, область ядерной физики, охватывающая исследования зависимости
эффективного
поперечного сечения взаимодействия нейтронов с атомными ядрами от энергии
нейтронов.

Характерной особенностью энергетической
зависимости сечений взаимодействия
медленных
нейтронов с ядрами является наличие так называемых нейтронных резонансов
- резкого увеличения (в 10-10⁵ раз) поглощения и рассеяния нейтронов
вблизи определённых энергий (рис. 1). Избирательное (резонансное) поглощение
нейтронов определённых энергий впервые было обнаружено Э. Ферми с
сотрудниками в 1934. Ими же было показано, что способность поглощать медленные
нейтроны сильно меняется от ядра к ядру.

Образующееся после захвата нейтрона
высоковозбуждённое (резонансное) состояние ядра нестабильно (время жизни
10^-15 сек); ядро распадается с испусканием нейтрона
(резонансное рассеяние нейтронов) или-кванта
(радиационный захват). Значительно реже испускаются-частица
или протон. Для нек-рых очень тяжёлых ядер (U, Pu и др.) происходит также
деление возбуждённого ядра на 2, реже на 3 осколка (см. Ядра атомного
деление).

Вероятности различных видов распада
резонансного состояния ядра характеризуются т. н. ширинами резонансов (нейтронной
Г, делительной
Г-шириной Г
и т. д.). Эти ширины входят в качестве параметров в формулу Брейта - Вигнера,
к-рая описывает зависимость эффективного сечения взаимодействия нейтрона
с ядром от энергии нейтрона E вблизи резонансной энергии E
Для каждого вида (i) распада формула Брейта - Вигнера приближённо
может быть записана в виде:

Здесь Г = Г+
Г + . . . - полная ширина нейтронного
резонанса, равная ширине резонансного пика на половине высоты,
g -
статистич. фактор, зависящий от спина и четности резонансного
состояния ядра.

Эффективные сечения измеряются с помощью
нейтронного спектрометра, осн. элементами к-рого являются источник И моноэнергетич.
нейтронов с плавно изменяемой энергией и детектор Д нейтронов или вторичного
излучения. Полное сечение Г определяется из отношения отсчётов нейтронного
детектора Д с мишенью M, расположенной на пути пучка и вне пучка (рис.
2,а). При измерении парциальных сечений регистрируется вторичное излучение
(-лучи, вторичные нейтроны, осколки
деления и т. д.) из мишени, помещённой на пути нейтронов. В области энергии
=10 эв в качестве нейтронного источника иногда используются
кристаллич. нейтронные монохроматоры, к-рые устанавливаются на канале ядерного
реактора и выделяют пучки нейтронов с определённой энергией (рис. 2,6).
Поворачивая кристалл, изменяют энергию нейтронов (см. Дифракция частиц).
Для
энергии >=30 кэв обычно используют ускорители Ван-де-Граафа (см.
Электростатический
ускоритель),

Рис. 2. Схемы нейтронных спектрометров;
а
- с моноэ нергетическим источником И, б - с кристаллическим
монохроматором на канале ядерного реактора; Д - нейтронный детектор; M
- поглощающая пли рассеивающая мишень; К - коллиматор.

в к-рых моноэнергетич. нейтроны образуются
в результате ядерных реакций типа ⁷Li(p,n)⁷Ве. При
изменении энергии протонов изменяется энергия вылетающих нейтронов (энергетич.
разбросE 1 кэв).

Более распространённым методом в H.
с. является метод времени пролёта, в к-ром используются нейтронные источники
с широким энергетич. спектром, испускающие нейтроны в виде коротких вспышек
длительностью т. Спец. электронное устройство, наз. временным анализатором,
фиксирует интервал времени t между нейтронной вспышкой и моментом
попадания нейтрона в детектор, т. е. время пролёта нейтронами расстояния
L. от источника до детектора. Энергия нейтронов E в эв связана
со временем t в мксек соотношением : E = (72,3L)²/t²
(2) При измерении парциальных сечений методом времени пролёта детектор
располагают непосредственно ок. мишени.

Рис. 1. Зависимость суммарного эффективного
сечения поглощения и рассеяния
нейтронов от их энергии S ·

T .к. вторичная частица испускается
практически одновременно с захватом нейтрона, то фиксируется момент захвата
нейтрона ядром, а следовательно, определяется энергия нейтрона по времени
t
пролета.
Энергетич разрешениеE
нейтронного
спектрометра по времени пролета приближенно можно представить в виде.

E/E
= 2/t (3)

Импульсными источниками нейтронов обычно
служат ускорители заряженных частиц или стационарные ядерные реакторы
с механич прерывателями, периодически пропускающими нейтроны в течение
времени t 1 мксек. Один из лучших нейтронных спектрометров по
времени пролета создан в OK Ридже (США). Он содержит линейный ускоритель
электронов с энергией 140 Мэв .Электроны за счет тормозного-излучения
выбивают из мишени 10¹¹ нейтронов за время эчектронного импульса
( = 10-⁸ сек)
при частоте
повторения импульсов до 1000 в 1 сек РазрешениеE
такого спектрометра при L = 100 м и E = 100 эв
составляет
3 10 ³ эв B H. c часто используются детекторы, вырабатывающие
сигнал величина к-рого пропорциональна энергии регистрируемой частицы (см
Полупроводниковый
детектор, Пропорциональный счетчик, Сцинтилляционный счетчик) Это позволяет
измерить энергетич 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 Eполная Г и парциальные ширины, спин и четность резонансных состояний ядер.
Для большинства стабильных ядер эти характеристики известны (по крайней
мере E и ГПри более высоких энергиях нейтронов разрешающая способность нейтронных
спектрометров становится недостаточной для выделения отд. резонансов. В
этом случае исследуются усредненные полные и парциальные сечения, к рые
дают сведения о средних характеристиках резонансов.

Величины энергетич интервалов D
между
соседними резонансами ядра флуктуируют. Среднее значение <<D>
может
сильно меняться при переходе от ядра к ядру. Общей закономерностью являет
ся уменьшение <D> с увеличением массового числа А (от 10⁴эв
для А = 30 до 1 эв
для U и более тяжелых ядер). При переходе
от ядер с нечетным Л к со седним четным происходит скачкообразное увеличение
< D >, что связано с изменением энергии связи захватываемого
нейтрона. Нейтронные ширины резонансов Гот резонанса к резонансу для данного ядра. Кроме того, Гв среднем пропорцио нально
E1/2, поэтому обычно пользуются
приведенными нейтронными ширинами Г°значения нейтронных ширин <Г коррелируют с величинами <D>.
Каждая из них для разных ядер может отличаться в 10³-10⁴
раз,
но их отношение SE > / < D
> , наз. силовой функцией, слабо и плавно изменяется от ядра к ядру Зависимость
So от Л хорошо объясняется с помощью оптич. модели ядра (см Ядерные
модели).

После захвата нейтрона ядро переходит
в высоковозбужденное состояние, ниже к рого обычно расположено множество
др состояний .Его распад с испусканием 7 квантов может происходить многими
путями через различные промежуточные уровни .Это приводит к тому, что полная
радиац ширина Г 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 (A " 250) изменяется примерно от 0,5 эв до 0,02 эв В то
же время радиац ширины, характеризующие вероятность 7 перехода на данный
промежуточный уровень, сильно флуктуируют от резонанса к резонансу, как
и нейтронные ширины. Спектр лучей
распада нейтронных резонансов дает информацию о распадающемся состоянии
(спин, четкость набор парциальных ширин). Кроме того, энергии отд
переходов позволяют определить энергии нижележащих уровней, а интенсивности
-переходов - спин и четность, иногда и природу уровня.

Делительные ширины Гзаметно флуктуируют от резонанса к резонансу Помимо осколков, при делении
ядер под действием нейтронов испускаются
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 радиац захвата и деления играют важную роль при
конструировании ядерных реакторов.

У полутора десятков ядер обнаружено
испускание частиц после захвата
медленных нейтронов. Для легких ядер (В, Li) этот процесс является преобладающим
.В средних и тяжелых ядрах он затруднен кулоновским барьером ядра. Здесь
в наиболее благоприятных случаях Га в 10⁴-10⁹ раз
меньше. Гслучае информацию о высоковозбужденных состояниях ядер, о механизме-распада.

Данные H с 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 H с 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 H с нашли широкое применение
в исследованиях структуры твер дых тел и жидкостей, а также динамики различных
процессов, напр колебаний кристаллической решётки (см Нейтронография)

Лит Юз Д ж Д , Нейтронные эффективные
сечения, пер с англ M , Э59 Рей E P , Экспериментальная нейтронная спектроскопия,
"Проблемы физики элементарных частиц и атомного ядра", 1971, т 2, в 4,
с 861, Франк И M , Развитие и применение в научных исследованиях импульсного
реактора ИБР, там же, с 805, Боллингер Л. M., Гамма кванты при захвате
нейтронов, там же, с 885, Попов Ю. П , (N,)-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 M. , 1966

Л. Б. Пикельнер, Ю. П. Попов.