Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
467-Из (13.106) следует, что наиболее высокое разрешение данный метод обеспечивает при E w ?гр, а с ростом энергии нейтронов разрешение быстро ухудшается. Так, для упоминавшегося выше кристалла LiF при 0 яі 0,5° и средней энергии тепловых нейтронов (0,03 эв) из соотношений (13.106) и (13.107) следует, что АЕ/Е 5%,
Рис. 13.39. Схема нейтронного спектрометра, установленного на пучке нейтронов, выходящих из
атомного реактора: I — кристалл; 2 — поликристаллическое вещество; 3 — счетчик
тогда как уже при энергии 1 эв АЕ/Е 30%. При меньших значениях d разрешение оказывается гораздо лучше, зато интенсивность пучка, как уже отмечалось, падает.
Дефекты кристаллической решетки кристалла также могут заметно ухудшить разрешение. Так называемая мозаичность кристалла (см. § 12.5) приводит к появлению дополнительного углового разброса рассеиваемых нейтронов, который при использовании различных кристаллов колеблется от 3' (Ge) до 1,3° (FesO4). Очевидно, что мозаичность кристалла в большей степени повлияет на погрешность измерений в области малых углов отклонения, соответствующих нейтронам относительно высоких энергий, тогда как при работе с нейтронами низких энергий мозаичность может не проявиться.
Все перечисленные выше факторы приводят к тому, что диапазон энергий, в котором применимы кристаллические спектрометры, ограничивается снизу Etd (0,003 эв), а сверху в лучшем случае значениями E ж 10 ч- 20 эв. Для повышения светосилы в некоторых установках используют изогнутые кристаллы, фокусирующие пучок нейтронов почти в одну точку (аналогичные устройства для работ с у-квантами описаны в гл. 12). Это позволяет работать с образцами весьма малых размеров, что очень важно при исследованиях с разделенными изотопами.
Список литературы
1. Юз Д. Нейтронные исследования на ядерных котлах. Пер, с англ. M., Изд-во иностр. лит., 1954.
468-
; b0%Ti,40%Zr
• •• • •• і ®*®<
I I
є"
Рис. 13.40. Измеренные кристаллическим спектрометром угловые распределения нейтронов, рассеянных образцами
циркония, сплава циркония с титаном и титана: цифрами около пиков указаны индексы Миллера для соответству-щих систем атомных плоскостей
2. Рыбаков Б. В., Сидоров В. А. Спектрометрия быстрых нейтронов. M., Атомиздат, 1958.
3. Прайс С. Регистрация ядерного излучения. Пер. с англ. M., Изд-во иностр. лит., 1960.
4. Турчин Б. Ф. Медленные нейтроны. M., Госатомиздат, 1963.
5. Физика быстрых нейтронов. Т. 1. Техника эксперимента. Под ред. Дж. Мариона и Дж. Фаулера. Пер. с англ. M., Госатомиздат, 1963.
6. Методы измерения основных величин ядерной физики. Составители — редакторы Люк К. Юан и By Цзянь-сюн. Пер. с англ. M., «Мир», 1964.
7. Бекурц К., Виртц К. Нейтронная физика. Пер. с англ. M., Атомиздат, 1968.
8. Электронные методы ядерной физики. Под ред. Л. А. Маталина. M., Атомиздат, 1973.
469-ГЛАВА 14
ИЗМЕРЕНИЕ НЕЙТРОННЫХ СЕЧЕНИЙ
§ 14.1. МЕТОД ПРОПУСКАНИЯ В «ХОРОШЕЙ» ГЕОМЕТРИИ
Физические основы метода. Если на пути хорошо сколлимиро-ванного пучка нейтронов поместить образец в виде плоского слоя какого-либо вещества, то часть нейтронов рассеется или поглотится ядрами этого вещества. В результате из каждых N0 нейтронов в пучке останется только
N = N0 ехр (—п0 oLх) (14.1)
нейтронов, где «о — число ядер в 1 см2 вещества; х — толщина образца; Of — полное сечение всех процессов, выводящих нейтроны из первичного пучка. Отношение числа прошедших через образеа нейтронов N к числу падающих на него нейтронов первичного пучка N0 называется пропусканием образца и обозначается обычно буквой Т. Из (14.1) следует
T = ехр (-H0OiX), (14.2)
откуда
Oi = (Ifn0X) In (ИТ). (14.3)
Поскольку число отсчетов детектора пропорционально числу падающих на него нейтронов, величину пропускания можно находить не из отношения абсолютных значений потоков нейтронов, а непосредственно из отношения скоростей счета детектора с образцом и без образца:
T = Ctfa0. (14.4)
При этом нет необходимости измерять ни абсолютные значения нейтронных потоков, ни эффективность детектора. В правой части соотношения (14.3) стоят легко измеряемые величины, и его можно использовать для абсолютного определения полного сечения взаимодействия нейтронов с ядрами исследуемого вещества.
Геометрия опыта. Три основных элемента экспериментального устройства для измерения полных сечений методом пропускания — источник нейтронов, образец и детектор — должны быть расположены вдоль одной прямой линии. Образец, естественно, должен полностью перекрывать прямой пучок нейтронов, идущий от источника к детектору. Данное требование определяет минимальные размеры образца. Делать образец слишком большим нежелательно, так как выступающие за пределы пучка части будут только увеличивать рассеяние лишних нейтронов в детектор (см. ниже). Образец можно помещать в любой точке интервала между источником нейтронов и детектором, однако лучше всего расположить его точно посредине. При таком размещении источника, образца и детектора поправки на рассеяние минимальны. С этой же целью желательно-разнести все элементы опыта на достаточно большие расстояния,