Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
Нейтроны из мишеней электронных ускорителей. Появление нейтронов при облучении мишени пучком быстрых электронов воз-
72 можно в результате двухэтапного процесса: образования тормозного ^-излучения и последующей генерации нейтронов в (у, п)-реакции. Современные ускорители электронов позволяют создать достаточно мощные источники нейтронов, которые широко применяются в установках для селекции нейтронов по времени пролета.
Характеристики первого этапа процесса — возникновения тормозного излучения —рассмотрены в § 3.3. Поток быстрых нейтронов из мишени (обычно используется одна мишень из тяжелого металла — чаще U, в которой образуются и фотоны, и нейтроны) зависит от материала мишени, ее толщины и энергии электронного пучка. Для начальной энергии электронов 30 Мэв выход из толстой урановой мишени приблизительно равен IO11 нейтрон/(сек-мка). Поскольку сечение (у, «)-реакции довольно слабо зависит от энергии фотона в достаточно широкой области энергий выше порога реакции, то зависимость нейтронного выхода от материала мишени и энергии электронов близка к зависимости выхода тормозного излучения от этих же параметров. Спектр нейтронов, вылетевших из мишени, можно достаточно хорошо (за исключением малой доли нейтронов больших энергий) описать выражением
Ф(?п) = const?ra ехр (-EJT), (3.8)
где T — температура возбужденного ядра, по порядку равная 1 Мэв.
Если толщина мишени такова, что существует заметная вероятность для нейтрона, генерированного в этой мишени, испытать в ней неупругое взаимодействие, то спектр нейтронов будет обогащен нейтронами малой энергии.
Наиболее часто для генерации нейтронов в установках, работающих по принципу времени пролета, используются электронные ускорители. Как правило, это — линейные импульсные ускорители, частота импульсов в которых варьируется обычно от десятков до сотен импульсов в 1 сек, а длительность импульса от единиц наносекунд до единиц микросекунд. Число нейтронов в импульсе может достигать IO13 нейтрон/ими и более.
Немоноэнергетические нейтроны из мишеней ускорителей тяжелых заряженных частиц. Нейтроны возникают в любых мишенях, которые облучаются тяжелыми заряженными частицами, если только рождение нейтрона не запрещено энергетически. Практически это означает, что появления нейтронов следует ожидать в любой мишени, за исключением мишени из водорода, облучаемой протонами с энергией больше 20 Мэв, и в любой мишени без исключения, облучаемой дейтонами. При энергиях ускоренных частиц, не превышающих 20—30 Мэв, самый больший выход нейтронов можно получить, облучая мишени из легких ядер (обычно из Li или Be) дейтонами. Таким способом получают интенсивные пучки нейтронов на циклотронах. Например, при энергии дейтона 24 Мэв полный выход нейтронов, вылетевших под всеми углами из бериллиевой мишени, составляет около 2-Ю11 нейтрон/(сек-мка). Так как обычно используют мишени толщиной, сравнимой с пробегом заряженной частицы в ма-
73 териале мишени, то вследствие этого, а также из-за того, что в данной мишени может происходить не одна реакция, а несколько, например (d, я)-, (d, 2я)-, (d, ря)-реакция и т. д., причем остаточное ядро может оказаться возбужденным, спектр генерируемых в мишени нейтронов непрерывен. Угловое распределение вылетевших нейтронов резко анизотропно с максимумом в направлении движения дейтона.
Спектр нейтронов зависит от угла вылета. При малых углах (по отношению к направлению дейтона) в спектре много нейтронов
больших энергий. На рис. 3.3 показан спектр нейтронов из литиевой мишени, облучаемых дейтонами с энергией 21,5 Мэв. Широкий максимум в спектре нейтронов под углом 0° характерен для реакций с дейтонами на любой мишени и обусловлен реакцией «развала» дейтона в поле ядра. При облучении мишеней протонами или ос-частицами, ускоренными на циклотроне, спектр нейтронов достаточно хорошо аппроксимируется распределением (3.8) с температурами Т, зависящими от атомного номера материала мишени и энергии ускоренных частиц и изменяющимися в интервале 0,8—2 Мэв.
При увеличении энергии протонов выход нейтронов резко растет, а характер спектра меняется. И хотя токи ускоренных протонов на современных синхроциклотронах приблизительно на три порядка меньше, чем токи циклотронов, нейтронные выходы сравнимы. Так, выход нейтронов, генерируемых в свинцовой мишени толщиной 5 см протонами с энергией 600 Мэв, составляет 2-IO14 нейтрон!(сек-мка). В спектре нейтронов достаточно четко можно выделить две группы нейтронов: так называемые каскадные, т. е. выбитые из ядра в результате нескольких столкновений налетающего протона с нуклонами внутри ядра, и испарительные, вылетевшие из возбужденного ядра после окончания каскадной стадии взаимодействия. Среднее число каскадных нейтронов почти не зависит от атомного номера ядра, медленно увеличивается с ростом энергии налетающего протона и равно двум-трем для энергии протона 500—600 Мэв. Энергия каскадных нейтронов изменяется в широком интервале. Число испарительных нейтронов заметно увеличивается с ростом атомного номера ядра мишени, при энергии протона
