Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
470- с тем чтооы углы, под которыми виден детектор из источника и источник из детектора, были минимальными. Полученная геометрия опыта, показанная на рис. 14.1, называется обычно «хорошей». Отметим, что, увеличивая расстояние между источником и детектором, можно сколько угодно улучшать геометрию эксперимента, однако при этом неизбежно падает скорость счета детектора, поэтому всегда необходимо искать приемлемый компромисс.
Толщину образца подбирают обычно так, чтобы обеспечить наименьшую относительную погрешность проводимых измерений. Из соотношения (14.3) следует:
AolIat = АТ1{Т In Т).
В то же время, если измерения с образцом и без образца имели одинаковую продолжительность и фон нейтронов отсутствовал, то относительная измерениях пропускания
Рис. 14.!. Схема измерений полных се-
MtIIlIH в «хорошей» геометрии. 1 — источник; і — образец; 3 — детектор
квадратичная погрешность при
ATiT=ViAaiayi + (Да0/а0)а
ті так как Aa = У a, Aa0 = Va0, то, комбинируя последние два соотношения и используя (14.4), окончательно получаем:
AatIat = V (\ + Т)1(а0Т)/\пТ.
(14.5)
Функция aj2 AatIat = У(1 + T)/771n T (рис. 14.2) показывает, что при заданном числе регистрируемых импульсов а0, наименьшие относительные погрешности AaJat достигаются при значениях
0,4 0,5 Пропускание
Рис. 14.2. Зависимость относительной статистической погрешности при измерениях полных сечений от пропускания образца (при фоне, равном нулю)
471- T т 0,1; при увеличении T погрешность растет из-за уменьшения эффекта, а при очень малых T увеличивается статистическая погрешность из-за уменьшения числа отсчетов при измерениях с образцом. Обычно, однако, предпочитают иметь несколько большие значения T (0,5 — 0,7), так как при толстых образцах увеличиваются поправки на многократные столкновения нейтронов с ядрами образца. Следует отметить, что при измерениях зависимости Ot от энергии нейтронов в резонансной области сечение может меняться в пределах небольших энергетических интервалов на несколько порядков. При этом для выдерживания значений T в указанных выше пределах приходится проводить измерения с несколькими образцами различной толщины.
Проведение измерений. Как следует из предыдущего, для определения величины Ot рассматриваемым методом достаточно определить пропускание образца, для чего, в свою очередь, необходимо провести два измерения скорости счета детектора — «без образца» и «с образцом».
При измерениях с монохроматическими источниками нейтронов каждая пара измерений позволяет получить значение Oj для какой-то одной энергии нейтронов Е, поэтому для получения зависимости Ot от E приходится последовательно изменять энергию нейтронов и повторять измерения с образцом и без образца при каждом значении энергии. Именно так проводятся эксперименты на ускорителях при энергиях нейтронов выше нескольких килоэлектронвольт с использованием для получения нейтронов 7Li (р, п) 7Be, 3H (р, я)3 Не,. D (d, nf Не, 3H [d, я)4 Не и других реакций. Мишень электростатического ускорителя можно считать почти точечным источником нейтронов, поэтому при измерениях в очень больших залах в принципе нет необходимости в установке коллиматоров. В реальных условиях все же желательно окружать источник или детектор защитой для уменьшения фона рассеиваемых нейтронов. В качестве источников нейтронов для проведения подобных экспериментов, можно использовать также небольшие фотонейтронные источники.
Как было показано в гл. 1, получить монохроматические нейтроны с энергиями ниже 5 кэв с помощью ускорителей не удается. Однако для измерения полных сечений в области низких энергий можно с успехом применить пучок нейтронов из ядерного реактора с непрерывным энергетическим спектром с использованием для разделения нейтронов по энергиям метода времени пролета (см. гл. 13). Схема эксперимента в этом случае очевидна: с помощью механического селектора измеряются распределения во времени импульсов детектора с открытым пучком и с пучком, перекрытым исследуемым1 образцом. Затем, определяя для каждого канала временного анализатора отношение количеств импульсов, зарегистрированных с образцом и без образца, находят значение пропускания, а по нему и величину Ot для энергии нейтронов, соответствующих данному каналу. Таким образом, проведя только два измерения, методом-времени пролета можно измерить значения Ot сразу в довольно ши-
472- роком диапазоне энергий. Интересно отметить, что при подобных измерениях нет даже необходимости знать зависимость чувствительности детектора от энергии нейтронов, что нужно при использовании метода времени пролета для измерения спектра нейтронов в пучке.
Метод времени пролета для измерения Ot можно использовать и при более высоких энергиях, где он также позволяет получить значительный выигрыш в продолжительности проведения эксперимента. Почти все установки, использующие метод времени пролета, которые были описаны в гл. 13, можно с успехом применить (а зачастую они для этого специально предназначаются) для измерения полных сечений. При этом в полной мере могут проявиться отмеченные выше трудности, связанные с резкими изменениями сечений, в результате чего может возникнуть необходимость проведения серии измерений с различными образцами.
