Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Абрамов А.И. -> "Основы экспериментальных методов ядерной физики" -> 206

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 .. 200 201 202 203 204 205 < 206 > 207 208 209 210 211 212 .. 232 >> Следующая


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,
Предыдущая << 1 .. 200 201 202 203 204 205 < 206 > 207 208 209 210 211 212 .. 232 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

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

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed