Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
Спектрометры промежуточных нейтронов с импульсными ускорителями. Почти любой ускоритель, работающий в импульсном режиме, при соответствующем выборе мишени, типа ускоряемых частиц и их энергии может стать импульсным источником нейтронов. Использование ускорителей в спектрометрах, работающих по методу времени пролета, особенно удобно потому, что длительность нейтронной вспышки в них можно сделать чрезвычайно короткой (порядка единиц наносекунд) при любой частоте их следования, тогда как в селекторах длительность вспышек и расстояния между ними связаны однозначно: при увеличении скорости вращения ротора одновременно уменьшаются и тн, и Т. Кроме того, полное отсутствие излучения между импульсами благотворно сказывается на величине фона. Эти достоинства данного типа спектрометров привели к их широкому распространению.
Первоначально метод пульсирующего ускорителя был осуществлен на циклотроне. Несколько установок этого типа, так называемые мигающие циклотроны, действуют и поныне. В них импульсный режим работы достигается открыванием ионного источника на короткие интервалы времени при непрерывно подводимой высокочастотной мощности. В дальнейшем лучшие параметры удалось получить на более мощных ускорителях тяжелых ионов — фазотронах, а также с помощью различных ускорителей электронов — линейных ускорителей, синхротронов и микротронов.
Ядерные реакции с вылетом нейтронов, идущие на мишенях любых ускорителей, дают нейтроны относительно больших энергий: от 5 кэв и выше (см. гл. 3). Для получения промежуточных нейтронов с энергиями порядка 10—100 эв первичные нейтроны приходится замедлять. Для этого около мишени ускорителя устанавливают блок замедляющего вещества, обычно водородсодержаще-го, который и является источником нейтронов в установке для измерений времени пролета. Поскольку на замедление нейтронов требуется определенное время, нейтронная вспышка существенно затягивается, и, кроме того, энергетический спектр выходящих из замедлителя нейтронов оказывается в разные моменты времени различным.
Точный расчет функции N (E, t), описывающей распределение выходящих нейтронов по энергиям в различные моменты времени оказывается весьма сложным. Однако при ряде упрощающих предположений можно получить формулу, описывающую выход
441- из толстой пластины замедлителя нейтронов с какой-нибудь определенной энергией E С E0. Среднее время между столкновениями таких нейтронов с протонами в замедлителе ts = IJv, где If — средняя длина пути нейтрона между двумя последовательными столкновениями с ядрами. При энергиях меньше нескольких килоэлектронвольт Is можно считать постоянной (для полиэтилена Is = 0,62 см). Поэтому ts~E~1/2 и для полиэтилена с учетом соотношения (13.47) ts =0,45 Е~1/2 мксек. Можно показать, что зависимость интенсивности выходящих из замедлителя нейтронов
т
0,2
0,1
О
^^ Эквивалентное
f \ прямоугольное
/ ^распределение - I \ /
Полная шири\
- на на полооине\
/ высоты \ 'Iiiii її
Таблица 13.4
Время замедления нейтронов в полиэтилене
1 2 3 4 5 6 7 X
Конечная энергия нейтронов, эв Время замедления нейтронов. мксек
1 1,35
IO3 0,135
IO4 0,014
Рис. 13.25. График функции f(x), нормированной на единицу площади
с энергией E от времени описывается функцией / (х) = х2е—'72, где X = t/ts (рис. 13.25). Эта функция имеет максимум при t = 2/, =
= 0,9 E-
-1/2
мксек, среднее время замедления
3/,
= 1,35?~1/2 мксек и ширину на половине высоты At« 2 УЗts. Характерно, что все эти величины не зависят от начальной энергии нейтрона, что вполне понятно, поскольку скорость процесса замедления быстро убывает по мере снижения Е, и, стало быть, основной вклад в общее время замедления вносят столкновения при самых низких энергиях.
Времена замедления нейтронов до некоторых энергий приведены в табл. 13.4, из которой видно, что вспышка нейтронов с энергией 1 эв не может быть короче 1 мксек. Отсюда ясно, что в тех случаях, когда экспериментатора интересует именно эта область энергий, длительность импульса ускорителя не имеет смысла делать много меньше указанного значения.
Энергетический спектр замедляющихся нейтронов можно описать формулой
N{E)dE~p — ( —У"", (13.76)
E0 \ E )
где р — вероятность вылета нейтрона из пластины после очередного столкновения. Для очень ТОНКОЙ пластины P 7U 1 и N {E)dE~dE/E0 — спектр в форме прямоугольной ступеньки, характерный для однократного рассеяния нейтронов на протонах.
442- Для толстой пластины р»0 и N (E)dE^dE/E — так называемый спектр Ферми.
Детекторы для измерения спектров промежуточных нейтронов. Как следует из предыдущего, характерные для спектрометров промежуточных нейтронов длительности нейтронных вспышек и соответствующие им ширины каналов временных анализаторов оказываются порядка 0,01 — 1 мксек. Время нарастания импульсов в борных счетчиках составляет около 0,1 мксек, поэтому применение их в установках рассматриваемого типа еще возможно, хотя здесь начинают сказываться неопределенность в точке захвата нейтрона и разброс времени срабатывания счетчика. Последняя причина связана со свойствами механизма разряда в пропорциональном счетчике, с его конструкцией и природой наполняющей смеси. Обычно разброс времени срабатывания оказывается порядка 2 мксек, что делает применение борных счетчиков невозможным, если ширина канала меньше 1 мксек. Неопределенность в точке захвата сказывается при регистрации медленных нейтронов. В самом деле, нейтрон с энергией 1 эв пролетает 1 см за 0,72 мксек, поэтому при диаметре счетчика 3 см возникает неопределенность в моменте регистрации 2,5 мксек. Это заставляет применять возможно более тонкие счетчики, располагая их в один или два ряда. Эффективность подобной системы для медленных нейтронов весьма высока. Счетчик с BF3 под давлением в несколько атмосфер для тепловых нейтронов является практически «черным», т. е. эффективность регистрации близка к 100%, но с увеличением энергии эффективность быстро падает, достигая при энергии 1 кэв 0,5%.
