Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Абрамов А.И. -> "Основы экспериментальных методов ядерной физики" -> 205

Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.

Абрамов А.И. , Казанский Ю.А., Матусевич Е.С. Основы экспериментальных методов ядерной физики — М.: Атомиздат , 1977. — 528 c.
Скачать (прямая ссылка): osnoviexperementalnihmetodovyader1977.djvu
Предыдущая << 1 .. 199 200 201 202 203 204 < 205 > 206 207 208 209 210 211 .. 232 >> Следующая


Кристаллический монохроматор. Для выделения групп нейтронов с почти одинаковыми длинами волн используют большие моно-

„ d0\

Рис. 13.35. Системы плоскостей в двухмерной квадратной решетке

464- кристаллы, устанавливаемые в пучки нейтронов с непрерывным спектром. Если кристалл расположен так, что угол скольжения пучка по отношению к определенной системе плоскостей равен 0, то от него отразятся и уйдут под углом 2 0 к оси пучка только те нейтроны, для которых выполнено условие (13.99). Остальные ней-

Рис. 13.36. Изменение спектра медленных нейтронов при прохождении через фильтр

из поликристаллического бериллия: а — спектр нейтронов после фильтра; б — спектр нейтронов до фильтра

троны или пройдут кристалл без отражения, или отразятся от других систем плоскостей в иных направлениях, и в детектор 2 не попадут (рис. 13.37).

Из соотношения (13.99) следует, что при заданных d и 9 существует бесконечная последовательность длин волн, для которых возможно отражение:

К = (2d sin 9)/п, п = 1, 2, 3... (13.102)

4 5 -6 о Длина волны нейтрона ,А

465- Этим длинам волн "соответствуют энергии нейтронов

En = 0,0205 n2l{d2 sin2 9), (13.103)

где E выражается в эв, d — в A.

Однако с увеличением порядка отражения п резко падает интенсивность отраженного пучка. Можно показать, что интенсивность пропорциональна п~2. Поэтому основное количество нейтронов будет соответствовать отражению первого порядка (п = 1), что обеспечивает удовлетворительную монохроматичность выделяемого пучка. От ^отражений высоких порядков можно полностью избавиться,

Рис. 13,37. Схема кристаллического монохрома-тора:

1 — кристалл; 2 — детектор

пропустив падающий на монокристалл пучок нейтронов через поликристаллический фильтр из подходящего вещества. То, что энергия отражаемых нейтронов однозначно связана с углом 9 соотношениями

Л = 0,0205/(^ sin» 8); 1 (13 104)

sin0 = 0,14/(dV?), I

позволяет изменением ориентации кристалла и с соответствующим перемещением детектора определять количества нейтронов с раз ной энергией, т. е. измерять энергетический спектр нейтронов в пуч ке. Одним из первых экспериментов этого рода была проверка зако на ME для спектра нейтронов, выходящих из активной зоны ядер ного реактора. Поскольку отражательная способность кристалла также следует закону ME, интенсивность отраженного пучка в этом опыте должна убывать с энергией обратно пропорционально E2 что хорошо подтверждают полученные результаты (рис. 13.38) Из соотношений (13.104) видно, что с увеличением энергии нейтронов угол скольжения 9, при котором возможно отражение быстро уменьшается. Так, при использовании кристалла LiF, у ко торого для системы плоскостей (111) d = 2,32 А, при энергии ней тронов 1 эв угол скольжения 9 = 3,5°, а при E= 100 эв 9 = 0,35° Работать со столь малыми углами очень трудно. Некоторый выи грыш позволяет получить использование систем плоскостей с более высокими индексами Миллера, ибо, как следует из (13.100), у таких систем меньше межплоскостные расстояния, а углы скольжения, следовательно, больше. Однако одновременно с уменьшением d

466- падает плотность ядер в кристаллической плоскости (что можно видеть на рис. 13.35), а это приводит к уменьшению интенсивности отраженного пучка. В результате верхняя граница интервала энергий, в котором возможно применение кристаллических спектрометров, лежит в области энергий около 10 — 20 эв.

Выделяемые монокристаллами пучки монохроматических нейтронов можно использовать для различных измерений, например для определения эффективных сечений или для изучения структуры различных веществ. На рис. 13.39 показана схема нейтронного спектрометра Аргоннской национальной лаборатории в США, в котором полученный в результате отражения от кристалла пучок монохроматических нейтронов падает на образец из исследуемого поликристаллического вещества, а рассеянные образцом нейтроны регистрируются счетчиком. Поворачивая счетчик вокруг образца, можно снять угловое распределение рассеиваемых нейтронов (рис. 13.40). Зная длину волны падающих на образец нейтронов и угол рассеяния 0, нетрудно для каждого пика определить межплоскостное расстояние d, а затем перемаркировать все пики индексами Миллера, сопоставив с ними определенные системы плоскостей. Расположение пиков, их относительные площади и ширины могут дать весьма полезные сведения о структуре исследуемого вещества.

Энергетическое разрешение при рассеянии нейтронов монокристаллами определяется двумя основными факторами: разбросом углов и несовершенством кристаллической структуры. Значение первого из этих факторов легко оценить, дифференцируя соотношение (13.99):

АШ = ctg 0 • АО. (13.105)

Используя очевидное равенство dEIE = 2dXI% и полученные ранее соотношения, нетрудно последнее равенство преобразовать к виду

AEIE = 2АвУ EjErv- 1, (13.106)

где Erv — энергия нейтронов, соответствующая граничной длине волны (13.101):

Eid = 0,2862ЛгР = 0,0205Id2. (13.107)

Энергия нейтрона, rA

Piic. 13.38. Энергетический спектр выходящих из теплового реактора нейтронов, измеренный кристаллическим спектрометром
Предыдущая << 1 .. 199 200 201 202 203 204 < 205 > 206 207 208 209 210 211 .. 232 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed