Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
sin ©макс = VJvc. (3.15)
Связь между углами вылета нейтрона 0 и 0' легко получить из рис. 3.4.
tg 0 = ^ sin Q'l(v'n cos 0' + VJ. (3.16)
Из того же рисунка ясно, что при vc >» v'n одному направлению вылета нейтрона в лабораторной системе координат соответствуют два угла вылета в системе центра инерции и, следовательно, два значения скорости Vn, например, при vc > v'n 0=0 при 0' = 0 и 0' = л. Таким образом, в эндотермических реакциях вблизи порога реакций каждому углу вылета нейтронов в передней полусфере
Рис. 3.4. К расчету углового распределения нейтронов, возникающих в ядерных реакциях
т (vc -j- v'n)2!2 и т (vc — v'n)2l2. Поскольку с увеличением E1 скорость Vc растет медленнее, чем Vn, то с ростом E1 предельный угол увеличивается до л, а неоднозначность исчезает.
Более конкретные сведения о характеристиках нейтронных источников нельзя получить только из законов сохранения, необходимо рассматривать и конкретные ядерные реакции.
Требования к ядерным реакциям, используемым для генерации нейтронов. Кроме очевидного требования к ускорителю заряженных частиц, применяемому для генерации моноэнергетических нейтронов, иметь возможно меньший энергетический разброс ускоренных частиц, поскольку нейтроны повторяют этот разброс, существуют и вполне определенные требования к ядерным реакциям, используемым для получения нейтронов. Так, остаточное ядро не должно иметь
77 низколежащих возбужденных уровней, поскольку если они есть, то энергия вылетевшего нейтрона не определяется однозначно кинематическими соотношениями, а зависит от состояния остаточного ядра, о котором обычно никаких сведений нет. Если эндотермическая реакция используется для генерации нейтронов в килоэлектрон-вольтной области, то она должна иметь достаточно низкое пороговое значение энергии бомбардирующих частиц, а масса ядра-мишени должна быть возможно больше, с тем чтобы неоднозначность в энергии нейтронов, связанная с существованием предельных углов, была менее заметна. Кроме того, сечение реакции вблизи порога должно быть достаточно велико, чтобы обеспечить приемлемый поток нейтронов.
Для получения нейтронов с малым разбросом в энергии толщина мишени должна быть небольшой, так как в материале мишени происходит торможение заряженной частицы вследствие неизбежных ионизационных потерь и возникает неопределенность в энергии, при которой происходит генерация нейтрона*.
Характеристики некоторых ядерных реакций. Характеристики наиболее часто используемых реакций приведены в табл. 3.1. Полное сечение реакции в функции энергии налетающей частицы и угловое энергетическое распределение вылетевших нейтронов определяются многими факторами (характером взаимодействия Q реакции
Таблица 3.1
Энергетические характеристики ядерных реакций, используемых для получения монознергетических нейтронов
Характеристика Эндотермические реакции Экзотермические реакции
T (р, п) sHe 'Li (р, п) 61Cr 61V (р, п) 51Cr D (rf, п) 3He T (сГ, г.) 1He
Q, Мэв —0,764 —1,65 — 1,54 3,27 17,6
Пороговая энергия, Мэв 1,019 1,88 1,57 —. —
Минимальная энергия моно-
энергетических нейтронов
под углом 0°, кэв 288 120 2,4 — —
и т. д.), существенно различными для разных реакций, и не могут быть рассчитаны. Все характеристики наиболее часто используемых реакций тщательно измерены и сведены в таблицу. Однако в большинстве экспериментов с нейтронами, получаемыми в реакциях с тяжелыми изотопами Н, не удается рассчитать абсолютный выход нейтронов по сечению реакции, поскольку обычно содержание H
* Часто поэтому толщину мишени выражают не в граммах на 1 см2 или в сантиметрах, а в энергетических единицах—килоэлектронвольтах, т. е. в энергии, которая будет потеряна частицей данного вида при прохождении мишени.
78 в мишени точно неизвестно. Водородная мишень приготовляется адсорбцией H на поверхность металла, обычно титана или циркония, причем на один атом сорбента может приходиться один-два атома Н. Иногда используют и газовые мишени, т. е. камеры, наполненные H2 и закрытые тонким окном, через которое проходит пучок ускоренных частиц. В этом случае знание сечения реакции позволяет получить мощность нейтронного источника.
Реакция T (р, я)3Не используется для получения моноэнергетических нейтронов вплоть до энергии 10 Мэв, поскольку у ядра 3He нет низколежащих возбужденных уровней. Эта реакция эндотермическая (Q = —0,764 Мэв), так что энергетический порог в лабораторной системе равен 1,019 Мэв. В результате движения центра инерции в лабораторной системе нейтроны, образующиеся при близких к порогу значениях энергии протона, летят вперед в узком конусе. С ростом энергии протонов раствор конуса увеличивается и при Ep — 1,148 Мэв нейтроны испускаются во всех направлениях. Для энергий протонов от 1,019 до 1,148 Мэв каждому направлению соответствуют две энергетические группы нейтронов, при этом относительная интенсивность группы более медленных нейтронов мала. Точно на пороге энергии обеих групп совпадают и становятся равными 63,9 кэв. Сечение реакции T (р, я)3Не вблизи порога резко растет при увеличении энергии протона, достигая максимума, равного 530-Ю-27 см2 при энергии протона около 2 Мэв, и плавно уменьшается (при энергии 5 Мэв сечение около 350-10~27 см2) в основном из-за конкуренции реакции р + T-*- D + D- Зависимость выхода нейтронов от угла вылета в лабораторной системе координат заметно меняется с изменением энергий протонов от резко анизотропного вблизи пороговой энергии до почти симметричного относительно 90° при энергиях протона порядка 6 Мэв.
