Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
Реакция D (d, я)3Не экзотермическая и часто используется для получения нейтронов с энергией, большей 2,5 Мэв, на низковольтных ускорителях каскадного типа. Сечение реакции при малых энергиях определяется проницаемостью кулоновского барьера и резко растет с увеличением энергии дейтона от IO-29 см2 при энергии 0,01 Мэв до Ю-26 см2 при энергии 0,08 Мэв, достигая максимума, равного IO-25 см2 при энергии около 2 Мэв. При дальнейшем росте энергии дейтона сечение плавно уменьшается из-за конкуренции с реакциями типа <i + D—>-р + я + 0.
Поскольку значение Q основной реакции D {d, я)3 Не велико, то, несмотря на равенство масс налетающей частицы и ядра-мишени, а следовательно, и большую скорость центра инерции, угловое распределение вылетевших нейтронов при малых энергиях дейтона не очень отличается от изотропного. Так, при энергии дейтона 0,2 Мэв отношение вероятности вылета нейтрона в направлении налетающего дейтона к вероятности вылета под углом 180° к этому направлению равно 1,5. С увеличением энергии дейтона анизотропия растет, и при энергии 5,8 Мэв отношение вероятностей вылета вперед/назад равно 5,2.
79 Реакция T (d, n)4 Не позволяет получать моноэнергетические нейтроны с энергиями от 14 до 30 Мэв. Получение нейтронов таких энергий при сравнительно низкой энергии бомбардирующих частиц возможно из-за очень большого значения Q-реакции. По этой же причине энергия вылетевшего нейтрона при малых энергиях дейтона (100—300 кэв) практически одинакова для всех направлений вылета. Например, для энергии дейтона 200 кэв энергия нейтронов меняется относительно значения 14,1 Мэв, соответствующего углу вылета 90°, не более чем на ±7% для всех остальных углов вылета. Составное ядро 5He имеет уровень возбуждения, обусловливающий резонанс в ходе сечения реакции T (d, п)4Не при энергии дейтона 107 кэв с максимальным значением сечения 5- IO-24 см2. Такое большое сечение делает эту реакцию особенно удобным источником нейтронов, позволяя получать большие потоки быстрых нейтронов на низковольтных ускорителях. Для энергий дейтонов, меньших 400 кэв, угловое распределение вылетевших нейтронов практически изотропно в системе центра инерции.
Пороговой энергии реакции 51V (р, п)51Сг, равной 1,57 Мэв, легко можно достигнуть на сравнительно низковольтные ускорителях. Реакция также удобна и тем, что содержание изотопа 51V в естественной смеси 99,7%, следовательно, нет необходимости использовать разделенные изотопы. Однако низкая пороговая энергия при сравнительно большом атомном номере ядра-мишени обусловливает чрезвычайно малое значение сечения реакции вблизи порога, т. е. как раз при тех энергиях протонов, которые необходимы для генерации нейтронов с энергиями в десятки килоэлектронвольт. Так, при энергии протонов, превышающей пороговую энер-гиюна 100кэв, сечение реакции равно9-IO"28см2. Малое сечение ограничивает возможности генерации заметных количеств нейтронов с малыми энергиями, хотя принципиально с помощью такой реакции можно получать моноэнергетические нейтроны с энергией от 2,5 до 775 кэв, т. е. до энергии, соответствующей первому возбужденному уровню остаточного ядра.
Реакция 7Li (р, п)1 Be позволяет получать моноэнергетические нейтроны, излучаемые в направлении вперед в интервале энергий 120—670 кэв. Получению моноэнергетических нейтронов более высоких энергий мешает образование ядра 7Be в возбужденном состоянии.
Нужно иметь в виду, что в некоторых реакциях нейтроны, вылетевшие под отличными от нуля углами, частично поляризованы. Для реакции D (d, п)3Не поляризация составляет 15%, а для реакции 7Li (р, п)7Ве — около 30%. Это обстоятельство требует учета возможной азимутальной асимметрии в реакциях с поляризованными нейтронами. С другой стороны, эксперименты с поляризованными нейтронами позволяют получать весьма детальные сведения о ядерных силах.
Выделение нейтронов в узком энергетическом интервале из сплошного спектра реактора с помощью фильтров. В этом методе сформи-
80 рованныи системой коллиматоров пучок нейтронов из реактора пропускается через фильтр из одного или нескольких элементов. Ядра входящих в фильтр элементов, обычно это ядра с малым и средним атомным номером — В, Al, Si, Fe, Sc — имеют в полном сечении вгаимодействия с нейтронами глубокие минимумы, появляющиеся из-за интерференции потенциального и резонансного рассеяния нейтронов. Сечение в области минимума у таких ядер может уменьшаться в десятки раз по сравнению с сечением вдали от минимума. Ширина минимума зависит от многих факторов, в частности от положения минимума на энергетической шкале.
Толщину и состав фильтра подбирают таким образом, что в^ эффективном сечении остается практически только один основной минимум и через фильтр проходят нейтроны с энергией, близкой к энергии минимума, остальные нейтроны рассеиваются и поглощаются частично в фильтре, а главным образом в стенках коллиматора. Отметим, что фильтр весьма эффективно выводит из пучка и у-кван-ты, это позволяет получать пучки нейтронов с малой примесью у-квантов. Поясним идею фильтрации на примере фильтра из одного элемента, у которого в сечении
