Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
Очевидно, что угол ф в соотношении (13.33) может изменяться в пределах от 0 (лобовой удар) до 90°; большие углы невозможны, так как ядро отдачи не в состоянии отскочить назад. Энергия ядер отдачи при этом изменяется в пределах от своего максимального значения E1Xalic = а,Е до нуля. Отсюда ясно, что определение максимальной энергии ядра отдачи позволяет определить максимальную энергию нейтронов в исследуемом потоке. Далее, из-за однозначной зависимости Ea от угла рассеяния вероятность приобретения ядром отдачи энергии Ea связана с относительной вероятностью рассеяния нейтрона на угол г|) в системе центра инерции очевидным соотношением
W (EA)dEA = a (ip)2jtsim|>di|Vo, (13.36)
где о (\]j) — дифференциальное сечение рассеяния нейтрона на угол т|) в системе центра инерции; о — полное сечение рассеяния. Используя соотношение
sin г|з/2 = cos ф (13.37)
416- и формулы (13.33) и (13.36), получаем
Г (EA)dEA = 4л [о(г)i)! a]dE А! (аЕ). (13.38)
Если рассеяние нейтронов изотропно в системе центра инерции, то 0 (?)/0 = 1/4л II
Г [Ea) = 1/(а?) (13.39)
величина, не зависящая от Ea. Таким образом, при рассеянии нейтрона с энергией E ядро отдачи может приобрести с равной вероятностью любую энергию в указанных выше пределах от 0 до аЕ, поэтому при облучении детектора монохроматическими нейтронами с энергией E энергетический спектр ядер отдачи получается в виде прямоугольной ступеньки.
Если детектор облучается немонохроматическими нейтронами, энергетический спектр которых описывается некоторой функцией Ф (E), то появление ядра отдачи с энергией Ea можно связать с рассеянием нейтрона любой энергии, начиная от ЕА/а и выше. Следовательно, вероятность появления ядра отдачи с энергией Ea определяется в данном случае интегралом
со
W [Ea) = const J о (E) Ф (?) dE/E (13.40)
ЕА/а
(рассеяние считается изотропным в системе центра инерции). Дифференцирование получаемого на опыте энергетического распределения W (Ea) позволяет восстановить энергетический спектр Нейтронов:
^/сч 4-Е dW
Ф (E) = const
ст (E) dE
А
(13.41)
аЕ
Энергетические распределения протонов отдачи измеряют обычно с помощью наполненных водородом ионизационных камер и счетчиков или сцинтилляционными счетчиками с органическими кристаллами. Первые из них используются обычно при работе с нейтронами не очень высоких энергий (до 1—2 Мэв), когда пробеги Протонов отдачи в газе не очень велики, иначе измеряемый спектр будет сильно искажен стеночным эффектом. Для уменьшения вли-яция'стеночного эффекта ионизационные камеры и счетчики наполняют смесью водорода с каким-нибудь сильно тормозящим га-зсэдк (например, ксеноном) или газом, являющимся химическим соединением водорода с более тяжелыми элементами (одним из таких г^зов является метан CH4). С этой же целью стараются наполнять дйтектор газом под возможно большим давлением, что одновременно способствует повышению эффективности прибора. Тем не менее в результате совместного проявления стеночного и некоторых других эффектов, рассмотренных в гл. 5, амплитудное распределение импульсов при облучении детектора монохроматическими нейтро-
14 Зак. 1079 417 нами оказывается довольно далеким от прямоугольной ступеньки, что ограничивает использование данного метода (рис. 13.9).
Нижний предел измерения энергий нейтронов с помощью ионизационных камер ограничивается шумами радиотехнических схем и фоном импульсов от у-излучения и оказывается равным примерно 0,1—0,2 Мэв. Однако сравнительно недавно был разработан пропорциональный водородный счетчик особой конструкции (счетчик Беннета), который позволил существенно снизить этот предел. Основной особенностью такого счетчика является использование очень тонких охранных трубок в изоляторах, через которые нить вводится в рабочий объем счетчика. Чем тоньше эти трубки, тем
меньше искажения электрического поля около их концов. В качестве вводных трубок в одном из первых счетчиков этого типа применялись иглы для подкожных вливаний диаметром 0,3 мм, тогда как нитью счетчика служила стальная проволока диаметром 0,025 мм, проходящая строго по оси трубок и полностью изолированная от них. Такая конструкция счетчика позволяет работать при коэффициентах газового усиления до IO5, что обеспечивает регистрацию импульсов от протонов с энергиями всего лишь около 1 кэв при энергетическом разрешении примерно 60% (в области более высоких энергий разрешение счетчика Беннета значительно лучше — около 10°о). Для подавления импульсов от у-квантов применяется дискриминация по форме импульсов (см. § 12.3).
Сцинтилляционные счетчики с органическими кристаллами отличаются от газонаполненных детекторов большей эффективностью и в связи с более высокой тормозной способностью вещества — практически полным отсутствием стеночного эффекта. Эти особенности сцинтилляционных счетчиков предопределили их широкое применение для измерений спектров нейтронов с более высокими энергиями: от нескольких сот килоэлектронвольт до 10—20 Мэв. Однако, как было показано в гл. 7, в сцинтилляционных счетчиках есть другие эффекты, искажающие амплитудное распределение импульсов от протонов отдачи, в результате проявления которых кривая такого распределения, снятая на монохроматических нейтронах, несмотря на введение ряда поправок, также оказывается весьма далекой от прямоугольной ступеньки (см. рис. 7.11). Дифференцирование такой кривой вместо б-функции дает пик конечной ширины, которая и определяет энергетическое разрешение метода. Для кристаллов стильбена размером около 2 см и нейтронов с энергиями от 1 до 15 Мэв реально получаемое энергетическое разрешение можно оценить с помощью приближенной фор-
