Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
(2.48)
sin 0 = ~\ґаМАІ[тп( 1 — a cos2 ср)] cos ср sin ср. (2.49)
Из приведенных соотношений видно, что по энергии ядра отдачи можно определить энергию нейтрона. Ядра отдачи имеют различные энергии в зависимости от угла рассеяния. Максимальная энергия ядра отдачи равна 4AEJ(\ + Af, а минимальная — нулю**.
Энергетическое распределение ядер отдачи Ф (Ea) в указанном интервале энергий зависит от углового распределения рассеянных нейтронов или от связанного с ним вида дифференциального сечения образования ядер отдачи при упругом рассеянии doA/dQ. Поскольку между углом рассеяния и энергией ядра отдачи существует однозначная зависимость, то
Ф (EA)dEA — (daA/dQ)2n sin cpdcp.
Дифференцируя (2.47), получаем dEA = 2a?,„cos ср sin cpdcp, и тогда
Ф (Ел) = (doAldu)\nl(aEn cos ср)]. (2.50)
В частном случае изотропного рассеяния нейтронов в системе центра инерции (рассеяние нейтронов с орбитальным моментом,
* Знак приближенного равенства имеет здесь лишь принципиальное значение, так как равенство тп1Мд=\1А имеет погрешность около 0,5—1%.
** Формулы (2.47)—(2.49) справедливы и для определения энергии других частиц при упругом рассеянии, если заменить массу нейтрона на массу частицы.
I I Рп[
і
N.
'0,01 0,1 1,0 10,0 En,Мэй
Рис. 2.8. Зависимость сечения рассеяния нейтронов на ядрах водорода от энергии нейтронов. В верхней части рисунка изображена схема упругого рассеяния
F'
тп En (тп+МАу
COS0 + I/ (—I' -Sin2I
53 равным нулю) дифференциальное сечение рассеяния в лабораторной системе координат имеет вид daA/aQ = aei cos ер/л. При таком угловом распределении нейтронов
Ф (EA)dEA = oe]dEA/(aEn), (2.51)
т. е. имеет место равновероятное распределение ядер отдачи по энергиям в интервале энергий от нуля до CiEn.
Для регистрации нейтронов по ядрам отдачи наиболее удобен водород. И это понятно, если учесть, что энергия ядер отдачи при рассеянии нейтронов на ядрах водорода наибольшая, т. е. Ep = = En cos2cp. Кроме того, упругое рассеяние нейтронов на водороде в области энергий выше 100 эв — практически единственный процесс-взаимодействия,и сечение этого процесса является плавной функцией энергии нейтрона. Сечение (п, р)-рассеяния показано на рис. 2.8. Немаловажно и то, что водород может быть в составе детекторов (камеры, наполненные водородом, органические сцинтилляторы).
Наконец, рассеяние нейтронов на ядрах водорода в системе центра инерции изотропно до энергий нейтрснов примерно 15 Mse, что-весьма существенно для так называемого интегрального метода ядер отдачи (см. гл. 13).
(я, /?)-, (я, а)-Реакции. Реакции, в которых появляются заряженные частицы, удобны дл"я регистрации нейтронов и измерения их энергии, поскольку энергии протонов и а-частиц (или других заряженных частиц) связаны с энергией нейтрона, энергией реакции и углом вылета.
Среди легких ядер имеются изотопы,на которых с особенно большой вероятностью идут (п, р)- или (п, а)-реакции. Это следующие экзотермические реакции: 3He (п, р) T (Q = 0,77 Мэв)] 6Li (п, а)Т (Q = 4,78 Мэв)-, 10 В (п, a)' Li (Q = 2,78 Mse).
Сечения этих реакций приведены на рис. 2.9. Видно, что в области тепловых энергий сечения велики и изменяются обратно пропорционально скорости нейтрона до энергий нейтронов 10—100 кэв. Детекторы, в которых содержатся указанные изотопы, оказываются высокоэффективными при регистрации тепловых и резонансных нейтронов.
С гораздо меньшей вероятностью (п, р)- и (п, а)-реакции идут и на многих других ядрах, но они обычно эндотермические. Эти реакции называют пороговыми, поскольку они возможны, когда-энергия нейтрона превышает значение Q (1 + 1 і A) (Q — энергия реакции). Сечения этих реакций для быстрых нейтронов могут достигать нескольких сот миллибарн, если энергия протонов или ос-частиц, образуемых в реакциях, превышает кулоновский барьер ядра. В противном случае сечения этих реакций намного меньше. В качестве примера на рис. 2.9 приведены сечения реакций 27AIfn, р) 27Mg, 27Al (п, a)24Na в зависимости от энергии нейтронов. Изотопы 27Mg и 24Na нестабильны и претерпевают радиоактивные превращения. Периоды полураспада изотопов 27Mg и 24Na равны-примерно 10 мин и 15 ч соответственно.
54 Нестабильные ядра образуются в результате многих (п, р)- и (п, а)-реакций. По наведенной активности можно определить потоки нейтронов, а иногда и оценить их энергетический состав, если известны сечения этих реакций.
(п, у)-, (п, 2я)-Реакции. В результате (п, у)- и (п, 2/г)-реакций не образуется заряженных частиц. Однако часто эти реакции приводят к образованию нестабильных изотопов, по активности которых и судят о потоках нейтронов и их энергетическом составе.
(п, у)-Реакцию называют радиационным захватом нейтрона. При поглощении нейтрона ядром с атомной массой А образуется
от энергии нейтронов: / — 3He (я, р); 2 —6Li (л, а); 3 -10B (л, а); 4 — 27Al (л, р);
5 — 27Al (л, а)
изотоп {А + 1) в возбужденном состоянии, энергия которого определяется энергией связи нейтрона и его кинетической энергией. Энергия возбуждения лежит обычно в области 5—10 Мэв. Возбужденное состояние неустойчиво и распадается с испусканием одного или нескольких у-квантоз. Сечение радиационного захвата составляет заметную долю полного сечения для теплозых и резонансных нейтронов. Bee известные стабильные изотопы (кроме нескольких ядер) с большей или меньшей вероятностью поглощают тепловые нейтроны. Сечения радиационного захвата тепловых нейтронов различными ядрами могут отличаться на много порядков. Так, сечение захвата для 135Xe составляет около 3- IO8 барн, а для дейтона — около 0,0003 барн. В тепловой области энергий нейтронов сечение радиационного захвата обычно обратно пропорционально скорости нейтрона.
