Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
103Rh {11,п') 103«Rh 100 0,04 56,0 мин 1,5
115In (rt,rt' )115и In 95,72 0,34 4,5 ч, 0,35
58Ni (n,p)58 Со 67,88 0,399 71,3 сутки 0,60
31P (n,p)31S 100 0,716 2,64 ч 0,14
32S(n,p)32P 95,0 0,954 14,5 сутки 0,35
27Al(n,p)27Mg 100 1,89 10,0 мин 0,08
27Al(n,a)21Na 100 3,2 15,05 ч 0,12
28Si(n,p)28Al 92,21 4,0 2,31 мин 0,19
24Mg(rc,p)24Na 78,7 4,9 15,05 ч 0,20
65Cu(n,2rt)e4Cu 30,91 10,1 12,88 ч 1
63Cu(n,2rt)62Cu 69,09 10,9 9,76 мин 0,8
5sNi(n,2n)57Ni 67,88 12,0 36,5 ч 0,08
Пороговые реакции деления
234U(n,/) 0,0056 0,62* — 1,5
237Np(n,/f) — 0,87* — 1,5
232Th(n,/) 100 1,4* — 0,14
238U(n,/) 99,27 1,55* — 0,61
* Эффективная пороговая энергия получена применительно к нейтронам спектра Деления.
роговых индикаторов ионизационные камеры позволяют получать информацию непосредственно в момент облучения нейтронами и, кроме того, их можно применять для измерений в условиях изменяющихся во времени потоков нейтронов, когда использование активационных детекторов наталкивается на существенные трудности.
Методы восстановления спектров нейтронов по результатам измерений с резонансными и пороговыми индикаторами в отношении математических операций вполне аналогичны методам обработки спектров, описанным в гл. 12, поэтому здесь они не рассматриваются.
§ 13.2. МЕТОД ЯДЕР ОТДАЧИ
Физические основы метода. Как было показано в гл. 2, при упругом рассеянии быстрых нейтронов возникают ядра отдачи, энергия которых Ea однозначно связана с начальной энергией нейтронов Е, углом между траекториями движения нейтрона до рассеяния и ядра отдачи ср и массовым числом ядра отдачи А:
Ea = a?cos2cp, (13.33)
где
а«4/4/(1 -f- Af. (13.34)
412- Поэтому измерение энергии ядер отдачи любым методом, используемым при спектрометрии заряженных частиц, позволяет определить энергии нейтронов.
Большое значение имеет выбор вещества, на ядрах которого будут рассеиваться нейтроны. Очевидно, что наиболее целесообразно использовать самые легкие элементы, так как из соотношений (13.33) и (13.34) видно, что чем ближе А к единице, тем большую энергию имеют ядра отдачи, и кроме того, у легких элементов сечение рассеяния имеет более простую зависимость от энергии нейтронов, что облегчает интерпретацию результатов. Наиболее часто в качестве рабочего вещества используется водород, но иногда применяют и другие вещества (дейтерий, гелий).
В случае водорода поэтому приведенные выше соотноше-
ния приобретают наиболее простой вид. В частности, максимальная энергия протонов отдачи просто равна максимальной энергии нейтронов. Кроме того, плавная зависимость сечения рассеяния от энергии и изотропное угловое распределение рассеиваемых нейтронов в системе центра инерции делают водород очень удобным веществом для использования в спектрометрических приборах. Водородом можно непосредственно наполнять ионизационные камеры, пропорциональные счетчики и камеры Вильсона. Используют также более сложные вещества, в состав которых входит водород: тонкие пленки из полиэтилена для радиаторов, органические сцинтилляторы и некоторые другие.
Все методы измерений, в основу которых положена регистрация ядер отдачи, можно разделить на две группы: дифференциальные и интегральные.
Дифференциальные методы измерений. Если направление движения нейтронов известно и при этом используется прибор, ПОЗВОЛЯЮЩИЙ определить не только энергию, но и направление вылета Йдра отдачи (например, фотопластинка или камера Вильсона в потоке нейтронов, идущем от мишени ускорителя), то единственной Неизвестной величиной в соотношении (13.33) остается энергия нейтрона Е, которую легко можно найти. Следует отметить, что при указанных условиях эксперимента энергию нейтрона можно определить отдельно для каждого наблюдаемого акта появления ядра отдачи.
Разновидностью данного метода являются измерения в «хорошей» геометрии, когда ядра отдачи образуются не в самом детекторе, а в тонком слое радиатора, причем в детектор попадают ядра отдачи в пределах лишь малого телесного угла со (рис. 13.6).
При малых размерах радиатора и детектора по сравнению с расстоянием между ними угол ф можно считать фиксированным. Если при этом на радиатор падает пучок монохроматических нейтронов, то в детектор попадают ядра отдачи с одной энергией, измерение которой позволяет легко найти E с помощью соотношения (13.33). Если пучок нейтронов немонохроматический, то, как показано в гл. 2, измеряя энергетическое распределение попадающих в де-
413- тектор ядер отдачи W (Ел), можно легко найти спектр падающих на радиатор нейтронов:
Ф (E) = KW (аЕ cos2ф)/0ф (E), (13.35)
где к— нормировочная константа. Таким образом, переход от наблюдаемого спектра ядер отдачи к спектру нейтронов в данном случае сводится к перенормировке шкалы энергий (замена ?д на аЕ cos'3(p) и к учету зависимости сечения рассеяния на угол ср от энергии нейтронов Е.
Сравнивая свойства различных детекторов, применяемых при дифференциальных измерениях, следует отметить, что использо-
Рис. 13.6. Регистрация ядер отдачи в пределах малого телесного угла: 1 — радиатор; 2 — детектор
