НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ


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).
НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ1
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:
НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ2
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).
НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ3
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. . 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 3056-1.jpg < 1 МэВ.

Упругое рассеяние нейтронов (n, n') происходит на всех ядрах и при любых энергиях с заметной вероятностью. При 3056-2.jpg 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).

3056-4.jpg

Рис. 1. Нейтронные резонансы.

Характерная особенность зависимости сечения ядерных реакций от энергии нейтрона s(3056-3.jpg) - 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 3056-5.jpg + 3056-6.jpgA/(A + 1), где 3056-7.jpg - энергия связи нейтрона в ядре, 3056-8.jpg - кинетич. энергия нейтрона в максимуме резонанса.

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

3056-13.jpg

Сечение образования составного ядра s с в области резонанса описывается Брей-та - Вигнера формулой:3056-9.jpg

Здесь 2p3056-10.jpg= l = 2,863056-11.jpg10-113056-12.jpg - 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 = 3056-14.jpg/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 Gg (вылет g-квантов), делительной Г f и т. д. Полная ширина равна сумме парциальных ширин для данного резонанса:

3056-15.jpg

Сечение реакции с распадом по каналу i:

3056-16.jpg

Полное нейтронное сечение:

3056-17.jpg

Эксперим. исследование зависимостей st(3056-18.jpg) и si(3056-19.jpg) 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 3056-20.jpg = (72,3 L)2/t2, где L - расстояние между источником нейтронов и детектором (в м). Энергетич. разрешение спектрометра:

3056-21.jpg

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:

3056-22.jpg

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 si 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:

3056-23.jpg

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:

3056-24.jpg

где R3056-25.jpg1,3 A1/3 Фм. При низких энергиях нейтронов (3056-26.jpg 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 3056-27.jpg 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 ln для 3056-28.jpg = 1 эВ.

Для данного ядра Г ln 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 0n)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):

3056-29.jpg

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 Г g справедливо c2 -распределение с числом степеней свободы v 3056-30.jpg 50. Для Г f и Г a характерны v 3056-31.jpg 2-4.

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

3056-32.jpg

где у = D/<D>, причём ср. значение <D> уменьшается с ростом А от 104 эВ для А3056-33.jpg30 до 1 эВ для А 3056-35.jpg 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 0n> и <D> коррелируют между собой: если каждая из них может отличаться для соседних ядер в десятки раз, то отношение S0= <Г 0n> /<D> наз. нейтронной силовой ф-цией, изменяется с А слабо и плавно. Силовая ф-ция S0 имеет максимумы в областях А3056-36.jpg50 и 3056-37.jpg150 (S0.3056-38.jpg4.10-4) и минимум при А3056-39.jpg100 (S03056-40.jpg3.10-5).

Для l =1 силовая ф-ция S1 имеет близкие значения и максимумы при А3056-42.jpg100 и 3056-43.jpg 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:

3056-44.jpg

Сходная зависимость справедлива для др. l.

Полное нейтронное сечение st 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 А1/3(r0 = 1,33056-45.jpg10-13 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 D3056-47.jpg резонансной энергии при поляризации ядер мишени (см. Ориентированные ядра):

3056-48.jpg

где f Я - степень поляризации ядер, H - магн. поле на ядре и m0 - магн. момент ядра-мишени. Однако величина D3056-49.jpg << Г (D3056-50.jpg = 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:

3056-51.jpg

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 D3056-52.jpg 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:

3056-53.jpg

Здесь s pc - Брейта - Вигнера сечение для неполяри-зов. нейтронов; 3056-54.jpg - 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 3056-55.jpg 9.10-2 наблюдалось у 139La.

Быстрые нейтроны (0,1 < 3056-56.jpg< 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 3056-57.jpg >= 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. . 1988.


.

Смотреть что такое "НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ" в других словарях:

  • Нейтронная спектроскопия —         нейтронная спектрометрия, область ядерной физики, охватывающая исследования зависимости эффективного поперечного сечения (См. Эффективное поперечное сечение) взаимодействия нейтронов с атомными ядрами от энергии нейтронов.         … …   Большая советская энциклопедия

  • нейтронная спектроскопия — neutroninė spektroskopija statusas T sritis Standartizacija ir metrologija apibrėžtis Neutronų fizikos šaka, tirianti neutronų energijos spektrus. atitikmenys: angl. neutron spectroscopy vok. Neutronenspektroskopie, f rus. нейтронная… …   Penkiakalbis aiškinamasis metrologijos terminų žodynas

  • нейтронная спектроскопия — neutroninė spektroskopija statusas T sritis fizika atitikmenys: angl. neutron spectroscopy vok. Neutronenspektroskopie, f rus. нейтронная спектроскопия, f pranc. spectroscopie des neutrons, f; spectroscopie neutronique, f …   Fizikos terminų žodynas

  • НЕЙТРОННАЯ ФИЗИКА — совокупность исследований строения в ва с помощью нейтронов, а также исследования св в и структуры самих нейтронов (времени жизни, магн. момента и др.). Отсутствие у нейтрона электрич. заряда приводит к тому, что они в осн. взаимодействуют… …   Физическая энциклопедия

  • Нейтронная физика — Нейтронная физика  раздел физики элементарных частиц, занимающийся исследованием нейтронов, их свойств и структуры (времени жизни, магнитного момента и др.), методов получения, а также возможностями использования в прикладных и научно… …   Википедия

  • Нейтронная радиография —         получение изображения образца в результате воздействия на фоточувствительный слой вторичных излучении, возникающих в образце при облучении его нейтронами. Н. р. применяется главным образом для исследования металлов, сплавов, минералов с… …   Большая советская энциклопедия

  • ЯДЕРНАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ — раздел эксперим. ядерной физики, объединяющий методы исследования ядерных излучений: a , b частиц, g квантов, электронов внутр. конверсии (см. Конверсия внутренняя), а также протонов, нейтронов и др. частиц, возникающих при радиоакт. распаде и в… …   Физическая энциклопедия

  • Ядерная спектроскопия —         раздел ядерной физики, посвященный изучению дискретного спектра ядерных состояний определение энергии, Спина, чётности (См. Чётность), изотонического спина (См. Изотонические растворы) и др. квантовых характеристик ядра в основном в… …   Большая советская энциклопедия

  • ЯДЕРНАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ — совокупность методов исследования ат. ядер по их излучению, сопровождающему яд. превращения и переходы ядер из одного состояния в другое. Измерение энергии, интенсивности, углового распределения и поляризации излучений, испускаемых ядром либо в… …   Физическая энциклопедия

  • НЕЙТРОНОГРАФИЯ — (от нейтрон и греч. graphd пишу, описываю), совокупность методов исследования строения в ва, основанных на изучении рассеяния в вом в конденсир. состоянии тепловых нейтронов (энергия <0,5 эВ). Сведения об атомной и магн. структуре кристаллов… …   Химическая энциклопедия


Поделиться ссылкой на выделенное

Прямая ссылка:
Нажмите правой клавишей мыши и выберите «Копировать ссылку»

We are using cookies for the best presentation of our site. Continuing to use this site, you agree with this.