НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ

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 ? нейтрона. При ?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; 10В (n, a)7Li. У самых тяжёлых ядер (U и трансурановые элементы) захват нейтронов может вызывать деление ядра (см. ДЕЛЕНИЕ АТОМНОГО ЯДРА).

Рис. 1. Нейтронные резонансы.

Характерная особенность зависимости s(?)—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 ?св нейтрона в ядре и величины

?0•A/(A+1),

где ?0 — кинетич. энергия нейтрона, соответствующая макс. сечению. Зависимость сечения образования составного ядра sс вблизи резонанса описывается Врейта — Вигнера формулой:

Здесь lн — 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 Гп (распад с вылетом нейтрона), радиац. шириной Гg (распад с вылетом g-кванта). Делительной шириной Гf и т. д. Полная ширина равна сумме парциальных ширин:

Г = Гп+Гg+Гf + Гa+..., (2)

а сечение распада составного ядра по каналу i

si =sсГi/Г. (3)

Эксперим. исследование зависимостей s(?) и si(?) позволяет определить хар-ки возбуждённых уровней составного ядра: энергию, полные и парциальные ширины, спины, чётность. Для измерения энергетич. зависимости эфф. сечений s(?) 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 ? (в эВ) соотношением:

?=(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 D?/? спектрометра приближённо можно представить в виде:

D?/?=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 st определяют по т. н. пропусканию Т нейтронов:

T=N/N0=exp(-nst). (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 Дi, чувствительный только к данным продуктам распада, располагают вне пучка, рядом с мишенью (рис. 2, б). Для тонкой мишени скорость счёта пропорц. si. Большую информацию о св-вах яд. уровней получают, если детектор может регистрировать энергетич. спектр продуктов реакции (g-квантов, a-частиц, осколков деления). Нейтронные ширины Гп резонансов при s-волновом взаимодействии (орбит. момент l=0) с увеличением энергии ? растут в среднем пропорц. ?1/2, поэтому чаще пользуются приведёнными нейтронными ширинами Г0п=Гп/?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=Г0п/<Гп>. Энергетич. интервалы D между соседними резонансами также довольно широко распределены вокруг ср. значения , 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 по сравнению с соседними чётными ядрами из-за различия в энергии связи нейтрона. Существенно увеличивается для магических ядер. Ср. значения <Г0п> и коррелируют между собой: если каждая из этих величин может меняться от ядра к ядру на 2—3 порядка, то их отношение S0=<Г0п>/, 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):

При взаимодействии с ядрами быстрых нейтронов (0,1???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.

Физический энциклопедический словарь. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1983.

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 s _с 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 Г _n в случае вылета нейтрона (упругое рассеяние), радиационной G_g (вылет g-квантов), делительной Г _f 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 s_t() и s_i() позволяет определить характеристики состояний, образующихся при захвате нейтрона: энергию, полную и парциальные ширины, спин I, чётность p (I^p).

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 s_t 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 s_t 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 см ²). Для измерения парциальных сечений s_i детектор Д _i, чувствительный только к продуктам i -распада составного ядра, располагается вне пучка нейтронов рядом с мишенью (рис. 2, б). Скорость счёта детектора Д _i:

Здесь П - поток нейтронов в заданном интервале энергии, падающий на всю площадь мишени, h_i - 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 R1,3 A^1/3 Фм. 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 Г ^l_n для = 1 эВ.

Для данного ядра Г ^l_n 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 (Г ⁰_n)^1/2 при нулевом ср. значении. Отсюда следует т. н. c² -распределение с одной степенью свободы (v = 1) для Г ⁰ _п (распределение Портера - Томаса):

где c =G⁰_n/<G⁰_n>.

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 Г _g справедливо c² -распределение с числом степеней свободы v 50. Для Г _f и Г _a 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 А30 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 <Г ⁰_n> и <D> коррелируют между собой: если каждая из них может отличаться для соседних ядер в десятки раз, то отношение S₀= <Г ⁰_n> /<D> наз. нейтронной силовой ф-цией, изменяется с А слабо и плавно. Силовая ф-ция S₀ имеет максимумы в областях А50 и 150 (S₀.4^.10^-4) и минимум при А100 (S₀3^.10^-5).

Для l =1 силовая ф-ция S₁ имеет близкие значения и максимумы при А100 и 240. На зависимости силовой ф-ции от А в значит. степени базировалась оптическая модель ядра. Силовая ф-ция непосредственно связана с усреднённым но резонансам сечением образования составного ядра. Для s -резонансов:

Сходная зависимость справедлива для др. l.

Полное нейтронное сечение s_t помимо s _с содержит сечение т. н. потенциального рассеяния s _п = 4pR'², слабо зависящее от энергии нейтронов. Величина R' примерно равна радиусу ядра R = r₀ А^1/3(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 m _В ядра могут быть определены измерением сдвига D резонансной энергии при поляризации ядер мишени (см. Ориентированные ядра):

где f _Я - степень поляризации ядер, H - магн. поле на ядре и m₀ - магн. момент ядра-мишени. Однако величина D << Г (D = 3^.10^-6 эВ при f _Я = 1, H =10⁶ Э, m₀ - m _В, равной одному ядерному магнетону). Это осложняет измерение и ограничивает число доступных изучению ядер. Величины m _В определены для ряда резонансов лантаноидов (Tb, Dy, Но и Er). При этом ср. значение <m _В/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 Dr_e(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 Г _f и они примерно равны в случае Г _f > Г _g/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 ^p_c - 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.

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

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.