Нейтронная спектроскопия. РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА. Глоссарий по физике

Нейтронная спектроскопия - совокупность исследований энергетич. зависимости разл. процессов взаимодействия нейтронов с атомными ядрами и свойств образовавшихся возбуждённых состояний ядер. Специфич. особенность взаимодействия нейтронов с яд-рамп связана с отсутствием заряда. Отсюда протекание реакции при низких энергиях нейтронов

< 1 МэВ.

Упругое рассеяние нейтронов (n, n') происходит на всех ядрах и при любых энергиях с заметной вероятностью. При

ниже энергии первого возбуждённого уровня ядра-мишени возможны также неупругие экзо-термич. ядерные реакции: радиац. захват нейтрона (n, g), реакции с вылетом протонов (n, р) и я-частиц (n, a), деление ядер (n, f).

Характерная особенность зависимости сечения ядерных реакций от энергии нейтрона s(

) - наличие ре-зонансов (рис. 1). Каждому резонансу соответствует образование определённого состояния составного ядра (компаунд-ядра) с массовым числом А + 1(A - массовое число ядра-мишени) и энергией возбуждения, равной

A/(A + 1), где

- энергия связи нейтрона в ядре,

- кинетич. энергия нейтрона в максимуме резонанса.

Рис. 2. Схемы экспериментов для измерения нейтронных сечений: a - полного, б - парциальных

Сечение образования составного ядра s_с в области резонанса описывается Брей-та - Вигнера формулой:

Здесь 2p

= l = 2,86

10^-11

- длина волны де Бройля нейтрона (в м), g -статистич.фактор, зависящий от спинов исходного и составного ядер, Г - полная ширина резонанса, связанная со временем жизни т образовавшегося возбуждённого состояния ядра соотношением Г =

/т (для большинства ядер т ~ ~ 10^-14 - 10^-18 с). Вероятность распада составного ядра по тому или иному каналу i определяется парциальными ширинами - нейтронной шириной Г_n в случае вылета нейтрона (упругое рассеяние), радиационной G_g (вылет g-квантов), делительной Г_f и т. д. Полная ширина равна сумме парциальных ширин для данного резонанса:

Эксперим. исследование зависимостей s_t(

) и s_i(

) позволяет определить характеристики состояний, образующихся при захвате нейтрона: энергию, полную и парциальные ширины, спин I, чётность p (I^p).

Нейтронный спектрометр. Для измерений энергетич. зависимостей сечений применяют нейтронные спектрометры, гл. обр. спектрометры по времени пролёта (рис. 2). Импульсный источник нейтронов И генерирует нейтроны со сплошным энергетич. спектром в виде короткой вспышки длительностью Dt. При измерении полного сечения s_t детектор нейтронов Д регистрирует нейтроны при положении мишени M в пучке и вне пучка (К - коллиматоры, рис. 2, а). Временной анализатор BA фиксирует интервал времени t между вспышкой источника и моментом регистрации нейтрона в детекторе. Энергия нейтрона (в эВ) связана с временем пролёта t (в икс) соотношением

= (72,3 L)²/t², где L - расстояние между источником нейтронов и детектором (в м). Энергетич. разрешение спектрометра:

u - скорость нейтронов. T. н. фактор качества, определяемый как Q/(Dt)², где Q - интегральный выход нейтронов из источника, характеризует поток нейтронов на детекторе при заданном энергетическом разрешении.

Нейтронными источниками обычно служат электронные или протонные ускорители с длительностью вспышки Dt ~ 10^-9 - 10^-6 с и Q ~ 10¹⁴-10¹⁶ нейтрон^.с^-1. Большим выходом нейтронов при более длинной вспышке обладают импульсные реакторы, применяемые также в качестве бустеров - размножителей нейтронов от импульсных ускорителей.

Полное сечение s_t взаимодействия нейтрона с ядром определяется соотношением:

где N - показания (счет) детектора с мишенью в пучке, N₀ - вне пучка, п - толщина мишени (число ядер на 1 см²). Для измерения парциальных сечений s_i детектор Д_i, чувствительный только к продуктам i-распада составного ядра, располагается вне пучка нейтронов рядом с мишенью (рис. 2, б). Скорость счёта детектора Д_i:

Здесь П - поток нейтронов в заданном интервале энергии, падающий на всю площадь мишени, h_i - эффективность регистрации детектором продуктов реакции.

При изучении реакций с вылетом заряж. частиц (протонов, a-частиц, осколков деления) используют иони-зац. детекторы (ионизац. камеры, пропорциональные счётчики и т. д.) с помещёнными внутри них мишенями, расположенные непосредственно в пучке нейтронов. Это возможно благодаря низкой чувствительности таких детекторов к нейтронам и g-лучам (см. Нейтронные детекторы).

Статистические свойства резонансов. Вероятность образования составного ядра зависит от орбитального момента l налетающего нейтрона. Нейтронная ширина для разных l:

где R

1,3 A^1/3Фм. При низких энергиях нейтронов (

1 кэВ) наблюдаются в основном т. н. s-резонансы (l = 0), значительно слабее р-резонансы (l = 1); с более высокими l резонансы не проявляются. С увеличением

роль нейтронов с большими l в образовании составных ядер возрастает. При анализе нейтронных ширин обычно исключают энергетич. зависимость (*) и оперируют с приведёнными нейтронными ширинами Г^l_n для

= 1 эВ.

Для данного ядра Г^l_n существенно меняются от резонанса к резонансу. Эксперим. данные о флук-туациях s-резонансов подтверждают высказанные С. E. Портером (С. E. Porter) и P. Г. Томасом (R. G. Thomas) аргументы в пользу гауссовского распределения амплитуд приведённых ширин (Г⁰_n)^1/2 при нулевом ср. значении. Отсюда следует т. н. c²-распределение с одной степенью свободы (v = 1) для Г⁰_п (распределение Портера - Томаса):

Аналогичными статистич. свойствами обладают и др. ширины (др. каналы распада). Распределение Портера-Томаса справедливо для ширин, характеризующих вероятности g-переходов с резонансных состояний, имеющих одинаковые спины и чётность, на один и тот же уровень. Полная радиац. ширина практически не меняется от резонанса к резонансу для тяжёлых ядер, т. к. является суммой большого числа независимо флуктуирующих величин. Для Г_g справедливо c² -распределение с числом степеней свободы v

50. Для Г_f и Г_a характерны v

2-4.

Энергетич. интервалы D между соседними резонанса-ми с одинаковыми I и p распределены широко:

где у = D/<D>, причём ср. значение <D> уменьшается с ростом А от 10⁴ эВ для А

30 до 1 эВ для А

240. Для соседних ядер-мишеней <D> систематически больше для чётных А по сравнению с нечётными из-за меньшей энергии возбуждения ядра. Для магических ядер <D> существенно возрастает.

Силовая функция. Cp. значения <Г⁰_n> и <D> коррелируют между собой: если каждая из них может отличаться для соседних ядер в десятки раз, то отношение S₀ = <Г⁰_n> /<D> наз. нейтронной силовой функцией, изменяется с А слабо и плавно. Силовая функция S₀ имеет максимумы в областях А

50 и

150 (S₀

4^.10^-4) и минимум при А

100 (S₀

3^.10^-5).

Для l = 1 силовая функция S₁ имеет близкие значения и максимумы при А

100 и

240. На зависимости силовой функции от А в значит. степени базировалась оптическая модель ядра. Силовая функция непосредственно связана с усреднённым но резонансам сечением образования составного ядра. Для s-резонансов:

Полное нейтронное сечение s_t помимо s_с содержит сечение т. н. потенциального рассеяния s_п = 4pR'², слабо зависящее от энергии нейтронов. Величина R' примерно равна радиусу ядра R = r₀А^1/3 (r₀ = 1,310^-13 см - размер нуклона), но на плавную зависимость от А накладываются периодич. отклонения, объясняемые в рамках оптической модели ядра.

Сверхтонкие взаимодействия. Информацию о составных возбуждённых ядрах даёт также изучение т. н. сверхтонких взаимодействий в нейтронных резонансах. Магн. моменты возбуждённых состояний m_В ядра могут быть определены измерением сдвига D

резонансной энергии при поляризации ядер мишени (см. Ориентированные ядра:)

где f_Я - степень поляризации ядер, H - магн. поле на ядре и m₀ - магн. момент ядра-мишени. Однако величина D

<< Г (D

= 3^.10^-6 эВ при f_Я = 1, H = 10⁶ Э, m₀ - m_В, равной одному ядерному магнетону). Это осложняет измерение и ограничивает число доступных изучению ядер. Величины m_В определены для ряда резонансов лантаноидов (Tb, Dy, Но и Er). При этом ср. значение <m_В/I> = 0,34 b 0,22, что согласуется с расчётами в рамках статистической модели ядра.

Электрич. сверхтонкое взаимодействие позволяет получить информацию об изменении распределения заряда в ядре при его возбуждении до энергии, равной энергии связи нейтрона. T. н. хим. сдвиг нейтронного резонанса, характеризующий изменение энергии резонанса при переходе от одного хим. соединения к другому, определяется выражением:

Здесь Dr_e(0) - разность электронных плотностей в местах нахождения ядра в этих соединениях, Z - ат. номер, е - элементарный заряд, D<r²> - изменение среднеквадратичного радиуса заряда ядра. Величина сдвига D

того же порядка, что и в случае магн. взаимодействия. Для изотопов U оказалось, что <r²> несколько меньше <r²>₀ (невозбуждённого ядра) для резонансов с малой делительной шириной Г_f и они примерно равны в случае Г_f > Г_g/2.

Несохранение чётности. В нейтронных резонансах слабое взаимодействие проявляется в виде эффектов несохранения пространств. чётности. Смешивание за счёт слабого взаимодействия состояний составного ядра с разной чётностью (s- и р-резонансы) приводит к различию в сечении р-резонанса для нейтронов с поляризацией параллельно (+) или антипараллельно (-) импульсу:

Здесь s ^p_c - Брейта - Вигнера сечение для неполяри-зов. нейтронов;

- коэф. асимметрии, зависящий от матричного элемента смешивания состояний разной чётности и от параметров резонансов. Экспериментально эффект был обнаружен на ядрах ⁸¹Br, ¹¹¹Cd, ¹¹⁷Sn, ¹³⁹La. Наиб. значение

9^.10^-2 наблюдалось у ¹³⁹La.

Быстрые нейтроны (0,1 <

< 20 МэВ). Кроме метода времени пролёта широко применяются монохрома-тич. пучки нейтронов, получаемые на электростатич. ускорителях в реакциях ²H(d, n), ³H(d, n), ⁷Li(p, n) и др. Помимо характерных для медленных нейтронов упругого рассеяния и радиац. захвата существенный вклад в сечение для средних и тяжелых ядер дают неупругое рассеяние (n,n' g), реакции (n, p), (n, a), a при

>= 10 МэВ -реакции (n, 2n), (n, рn) и др. Отд. резонансы наблюдаются только для ядер с <D> >= 10 кэВ, чаще изучается усреднённое сечение.

Литература по нейтронной спектроскопии

Знаете ли Вы, как разрешается парадокс Ольберса?
(Фотометрический парадокс, парадокс Ольберса - это один из парадоксов космологии, заключающийся в том, что во Вселенной, равномерно заполненной звёздами, яркость неба (в том числе ночного) должна быть примерно равна яркости солнечного диска. Это должно иметь место потому, что по любому направлению неба луч зрения рано или поздно упрется в поверхность звезды.
Иными словами парадос Ольберса заключается в том, что если Вселенная бесконечна, то черного неба мы не увидим, так как излучение дальних звезд будет суммироваться с излучением ближних, и небо должно иметь среднюю температуру фотосфер звезд. При поглощении света межзвездным веществом, оно будет разогреваться до температуры звездных фотосфер и излучать также ярко, как звезды. Однако в дело вступает явление "усталости света", открытое Эдвином Хабблом, который показал, что чем дальше от нас расположена галактика, тем больше становится красным свет ее излучения, то есть фотоны как бы "устают", отдают свою энергию межзвездной среде. На очень больших расстояниях галактики видны только в радиодиапазоне, так как их свет вовсе потерял энергию идя через бескрайние просторы Вселенной. Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.