Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
При измерениях в геометрии с малыми телесными углами возможно также применение камер деления (см. § 5.4), эффективность которых
Єд = Of(E)Wi, (10.42)
где п — число ядер делящегося нуклида на 1 см2слоя; (E)-эффективность сечения деления для нейтронов с энергией Е; ef — вероятность регистрации акта деления в камере. При энергиях ниже 100 кэв зависимость Of от E довольно сильная и имеет нерегулярный характер, в результате чего в этой области энергий пользоваться камерой деления для сравнения интенсивностей источников нейтронов различной природы неудобно. При энергиях от 0,1 до 6,5 Мэв сечение деления 239Pu слабо зависит от энергии нейтронов, поэтому в данной области энергий камеру деления можно считать практически всеволновым детектором.
При измерениях потоков быстрых нейтронов широкое применение находят счетчики, действие которых основано на регистрации протонов отдачи (водородный пропорциональный счетчик, сцинтил-ляционные счетчики с органическими сцинтилляторами и др.). Определение абсолютного значения єд таких счетчиков основано на сведениях об эффективном сечении рассеяния нейтронов протонами, которое хотя и плавно, но все же довольно сильно зависит от энергии нейтронов, и зависимость эта довольно хорошо известна.
Регистрация сопутствующих частиц. При использовании для получения нейтронов реакций, идущих на мишенях ускорителей, экспериментаторам приходится иметь дело с источниками, характеризующимися резко выраженной анизотропией нейтронного потока и меняющейся во времени интенсивностью. В этом случае число испускаемых нейтронов можно определить по числу сопутствующих их рождению заряженных частиц — конечных продуктов ядерных реакций: например, при реакции D (d, п)3 Не такой частицей является ядро 3He, при реакции T (d, п)4 Не — ядро 4He и т. д. Схема расположения детектора вторичных частиц около мишени ускорителя
Энергия нейтронов, Мэв
Рис. 10.9. Зависимость эффективности всеволнового счетчика от энергии нейтронов
327- показана на рис. 10.10. Мишень должна быть достаточно тонкой, чтобы исключить самопоглощение возникающих заряженных частиц. В качестве детектора обычно используют полупроводниковый или газовый пропорциональный счетчик. Эти приборы позволяют соответствующей дискриминацией импульсов легко отделить ядра — продукты реакции от рассеянных первичных частиц и от других источников фона. Однозначная связь между направлениями вылета нейтронов и ядер-продуктов позволяет надлежащим выбором положения и размеров детектора заряженных частиц регистрировать только такие события, когда нейтроны вылетают в интересующем экспериментатора направлении. Очевидно, что в идеальном случае
Рис. 10.10. Устройство для регистрации частиц,
сопутствующих нейтронам: 1 — детектор заряженных частиц; 2 — мишень ускорителя
число таких нейтронов просто равно числу зарегистрированных импульсов от заряженных частиц. На практике в результаты измерении приходится вводить небольшие поправки, учитывающие отличие эффективности детектора от единицы, различия в телесных углах, под которыми от мишени видны детектор заряженных частиц и экспериментальная установка и т. п. Строгая одновременность появления нейтрона и заряженной частицы позволяет использовать подобные устройства в опытах со схемами совпадений, что открывает дополнительные экспериментальные возможности.
В последнее время в качестве источников нейтронов часто используют препараты спонтанно делящегося изотопа 232Cf. Из-за малого значения периода полураспада этого изотопа (Г, /2 = 2,55 ± ± 0,15 лет) и большого числа нейтронов v, испускаемых в среднем при одном акте деления (v = 3,72 Чн 0,02), препараты этого изотопа обладают удельной активностью порядка 2,5 • IO6 нейтрон/(сек • мкг) и их можно изготовить в виде очень тонких слоев, наносимых на поверхности электродов ионизационных камер. Для измерения числа испускаемых такими препаратами нейтронов можно воспользоваться разновидностью метода сопутствующих частиц, которыми в данном случае являются осколки деления, вылетающие из слоя калифорния в рабочий газ камеры. Число отсчетов при этом a = efN}, где Nf — число происходящих в слое
328- за 1 сек делений; е/ — эффективность регистрации акта деления (при тонком слое Bj a; 1). Отсюда
An = vNf = va/zj. (10.43)
Точность метода определяется точностью знания величин и v, и, согласно имеющимся данным, вероятная погрешность не превышает 1 %.
Измерение наведенной активности мишени. Если в результате ядерной реакции, идущей на мишени ускорителя, образуется радиоактивное ядро, то число испущенных мишенью нейтронов можно определить после окончания работы ускорителя, сняв мишень и измерив ее активность методами абсолютного ?-счета.
Пусть при работе ускорителя возникает An нейтронов в 1 сек (и, следовательно, столько же радиоактивных ядер). Тогда к моменту времени т после окончания работы ускорителя активность мишени будет определяться соотношением
А = An [1 — ехр ( — Лт)] ехр ( — W), (10.44)
где т — время работы ускорителя; К — константа распада радиоактивного продукта реакции. Отсюда видно, что, определив абсолютное значение А, можно найти An. Этот метод используется, в частности, для получения нейтронов в реакциях
