Резонансный характер возбужденных состояний компаунд-ядер

 

СОДЕРЖАНИЕ

 

 

ВВЕДЕНИЕ........................................................................................................................................6

 

1 ТЕОРИЯ ЭКСПЕРИМЕНТА......................................................................................................7

1. Резонансный  характер возбужденных состояний компаунд-ядер………………………….7
2. Спектрометр нейтронов по времени пролёта……………………………………………...…9
3. Нейтронные сечения. Формула Брейта – Вигнера………………………………………….11
4. Измерения нейтронных сечений. Некоторые свойства в нейтронных резонансах……………………………………………………………………………………...15

2 ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА…........................................................................18

1. Импульсный источник резонансных нейтронов ИРЕН…………………………………….18
2. Большой жидкостный детектор……………………………………………………………...19

3 ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ  ЧАСТЬ........................................................................................23

3.1 Эксперимент…………………………………………………………………………………....23

2. Обработка экспериментальных данных…………………………….………………………..25

3.3 Результаты работы……………………………………………………………………………..30

4 ЗАКЛЮЧЕНИЕ...........................................................................................................................31

 

5 СПИСОК ИСПОЛЬЗОВОННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ………………………………………...31

 

 

 

 

 

 

ВВЕДЕНИЕ

       Нейтронная спектроскопия  –  раздел нейтронной физики, в котором изучается энергетическая зависимость эффективных сечений взаимодействия нейтронов с ядрами и свойства образующихся при этом возбужденных состояний ядер. Нейтронная спектроскопия является мощным, а в ряде случаев - уникальным  методом исследования атомных ядер и конденсированных сред. Ее результаты широко используются в различных областях науки и техники:

• В ядерной физике – структура и динамика высоковозбужденных ядер, механизмы распада возбужденных состояний поиски квантового хаоса и т.д.
• В астрофизике – сценарий и механизм синтеза химических элементов в звездах и при взрывах сверхновых.
• В физике элементарных частиц – нарушение пространственной четности, ультрахолодные нейтроны и время жизни нейтрона, поиски заряда и дипольного момента нейтрона и т.д.
• В физике конденсированных сред – структура и динамика кристаллов, жидкостей, молекул и т.д.
• В многочисленных случаях технических приложений, начиная от основ ядерной энергетики и кончая различными методами активационного анализа.

Специфическая особенность взаимодействия нейтронов  с ядрами связана с отсутствием  у нейтрона электрического заряда, что позволяет протекание ядерных  реакций при малых энергиях нейтронов. Это позволяет проводить неразрушающий контроль деталей и материалов. Мы будем рассматривать область энергии примерно от долей эВ до 10⁴-10⁵ эВ, которая является наиболее продуктивной с точки зрения получения информации об атомных ядрах. В данной работе  рассмотрены зависимость сечения от энергии нейтронов, в частности, сечения радиационного захвата.

Неослабевающий  интерес к исследованиям радиационного  захвата нейтронов обусловлен, с  одной стороны, важной ролью этого  процесса в изучении многих фундаментальных свойств ядерных реакций и, с другой стороны, широким применением данных о сечениях захвата в разнообразных приложениях ядерной физики. Сечениями радиационного захвата нейтронов в значительной мере определяются основные физические характеристики ядерных тепловых и быстрых реакторов. С радиационным захватом тесно связано применение методов активационного анализа в технике, геологии, медицине и других отраслях народного хозяйства.

Во всех реакторах  часть нейтронов поглощается  в области резонансной энергии, и при проектировании конкретных реакторов, особенно тех, в которых в качестве топлива используется естественный (или слабо обогащенный) уран, тщательное изучение резонансного поглощения оказывается очень важным.

Ярко выраженная резонансная структура в зависимости сечений от энергии нейтронов приводит к соответствующей тонкой структуре в спектре захваченных  нейтронов. По этим спектрам в данной работе  мы определяли элементный и изотопный состав образца.

 

 

 

Глава I

НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ. ТЕОРИЯ ЭКСПЕРИМЕНТА.

 

1. Резонансный характер возбужденных состояний компаунд-ядер.

Модель  составного ядра была впервые сформулирована Бором. Согласно этой модели ядерная  реакция протекает в два этапа. На первом этапе частица a и ядро мишень А образуют связанную систему  составное (компаунд) ядро С, которое на втором этапе распадается на ядро В и частицу b:

a + A   C  b + B. (1)

 Рис.1. Образование и распад компаунд ядра

В основе модели лежит предположение, что частица а, попадая в ядро А, сильно взаимодействует с нуклонами ядра. В модели составного ядра предполагается, что длина свободного пробега налетающей частицы много меньше размеров ядра, вследствие чего каждая частица, попадающая в ядро, захватывается им. В результате взаимодействия налетающей частицы и нуклонов ядра энергия возбуждения ядра равная Е_а + B_a (где Е_а - кинетическая энергия налетающей частицы а, B_a - энергия связи частицы а в ядре С) равномерно распределяется между нуклонами ядра, при этом средняя энергия возбуждения, приходящаяся на нуклон, равна (Е_а+ B_a)/А.

Исследования взаимодействия нейтронов  с ядрами показали, что поперечные сечения реакций имеют резонансный  характер, достигая очень больших  величин при некоторых энергиях нейтронов Е₀ . Каждому такому резонансу соответствует определенный уровень возбужденного компаунд-ядра. Когда нейтрон захватывается ядром с массовым числом А, то исходное состояние образуется с энергией возбуждения, равной энергии связи нейтрона плюс его кинетическая энергия: Е*=Е_В+Е₀А/(А+1), где Е₀ - кинетическая энергия нейтрона, при которой сечение реакции максимально. Время пребывания компаунд-ядра в возбужденном состоянии – величина порядка 10^-15-10^-13 с.

 

 

 

 

 

 

 

Рис.2. Иллюстрирует характер ядерных уровней

Эта энергия возбуждения (обычно 7-9 Мэв) может быть испущена в результате радиационного перехода ядра на более низкое энергетическое состояние. Поскольку у большинства тяжелых ядер имеются  тысячи таких состояний, спектр γ-квантов захвата очень сложен. Этот спектр можно представить состоящим из трех частей: 1) разрешенных высокоэнергетических линий, обусловленных переходами непосредственно из исходного состояния на низколежащие конечные состояния; 2) разрешенных низкоэнергетических линий, обусловленных переходами между низколежащими уровнями; 3) множества неразрешенных линий промежуточной энергии.

Энергию нейтрона нельзя определить воздействием на траекторию нейтрона магнитным полем, как энергию заряженных частиц. Нейтрон непосредственно не вызывает ионизации и возбуждения атомов при взаимодействии с веществом. Следовательно, по числу пар ионов в газе или полупроводнике, или по интенсивности вспышки света в фосфоре нельзя судить об энергии нейтронов, так как нейтрон прямо не вызывает этих процессов. Однако при взаимодействии нейтронов с ядрами атомов вещества протекают разнообразные ядерные реакции, в том числе реакции, упомянутые выше, с образованием γ-квантов. По ним можно не только зарегистрировать нейтрон, но и получить информацию об энергии нейтронов. Существует также прямой метод определения энергии нейтрона путем измерения времени пролета нейтроном определенного пути L.

 

1.2 Спектрометр нейтронов по времени пролёта

В методе времени  пролёта энергия частицы определяется по времени, которое она затрачивает  на пролет определенного фиксированного расстояния. Для нерелятивистских частиц время пролета связано с кинетической энергией соотношением

(2) 

где t - время пролета в наносекундах, L - пролетная база в метрах , E - кинетическая энергия частицы в МэВ.

Чаще всего  методика времени пролета используется для измерения энергетических спектров нейтронов. Для нейтронов эта методика часто оказывается единственной, обеспечивающей требуемую точность измерений.

В сфере нейтронной спектрометрии эта техника позволяет  прецизионно измерять энергии нейтронов  практически по всему интересующему  интервалу энергии (от до эВ). В методе времени пролета нейтроны посылаются короткими импульсами и измеряется время их пролета на известном расстоянии. Имея достаточную интенсивность, можно улучшить точность этих измерений, увеличивая пролетную базу, и с помощью многоканальных временных анализаторов одновременно измерять тысячи различных значений энергии нейтронов.

В спектрометрах  по времени пролета обычно используются пульсирующие источники, которые дают нейтроны в широкой энергетической области. Основная идея метода состоит в том, что интервал времени между испусканием нейтронов и достижением отдельными нейтронами удаленного детектора определяет скорость и соответственно энергию нейтронов. Связывая выход детектора с многоканальным временным анализатором, можно непосредственно получить распределение нейтронов по скоростям.

Принцип спектрометрии  нейтронов по времени пролета  основан на измерении времени t, необходимого нейтрону для преодоления расстояния L от источника до детектора. Расстояние L называют пролетной базой спектрометра. Время пролета определяется моментом времени t0, когда нейтрон проходит начало пролетной базы и моментом времени t1, когда он достигает детектора (tf = t1 - t0). Для фиксации момента t1 используется сигнал детектора, для фиксации момента t0  часто используют импульсные пучки с короткими сгустками. Длительность сгустков в циклотронах обычно несколько наносекунд, в изохронных циклотронах около наносекунды.

Период повторения выбирают таким, чтобы исключить  наложение сигналов от разных сгустков. Время пролета t связано со скоростью v и энергией Е нейтрона простыми соотношениями:

 

 (3) 

Таким образом, измеряя время пролета t на известной пролетной, базе L, можно вычислить энергию нейтрона. Количество нейтронов определяют по скорости счета детектора.

Время t измеряют специальными электронными «часами» - временным анализатором импульсов детектора.

Энергетическое  разрешение спектрометра по времени  пролета связано с неопределенностью в фиксации времени пролета и расстояния соотношениями:

,    (4)

Из соотношений  видно, что разрешение , связанное с временем пролета, растет с увеличением энергии, тогда как остается постоянным, поэтому величина

 (5) 

в большинстве  экспериментов определяет разрешение, отсюда требование возможно более короткого  импульса нейтронов.

Для метода времени пролета нужен «белый» спектр нейтронов с большим содержанием нейтронов в области энергии 1-10⁵ эВ. Для формирования такого спектра обычно используют замедлители, чаще всего воду и некоторые другие водородосодержащие материалы. Характер спектра, выходящего из такого замедлителя, можно представить в виде

 (6) 

где а зависит от толщины замедлителя и обычно лежит в пределах 1≥ а ≥0,5. Для типичного водяного замедлителя толщиной 3-4 см величина а 0,9.

Величина временной  неопределенности зависит от нескольких параметров установки. В первую очередь это длительность первичного нейтронного импульса τ. Далее, дополнительное увеличение связано с временем замедления Т первичных быстрых нейтронов до нужной энергии Е. Это время для указанного типичного замедлителя равно

(7) 

Наконец, на влияет характер аппаратуры, детектирующей нейтроны: ее быстродействие, ширина временного канала анализатора и т.д. С этим связана дополнительная неопределенность τ_а. Окончательное значение можно представить в виде

(8) 

1.3 Нейтронные сечения. Формула Брейта – Вигнера

При небольших энергиях возбуждения  ядра спектр возбужденных состояний  имеет дискретный характер. Так  как возбужденные состояния имеют конечное время жизни , в соответствии с принципом неопределенности они точно не определены по энергии . Величина Г называется шириной уровня, а уровни, обладающие конечной шириной, получили название квазистационарных. При  энергии налетающей частицы = E_r-B, где E_r - энергия квазистационарного состояния, а В - энергия связи налетающей частицы в составном ядре сечение достигает максимума. Таким образом, процесс образования составного ядра, протекающий через возбуждение составного уровня, имеет резонансный характер.

Величина Г называется шириной  уровня, а уровни, обладающие конечной шириной, получили название квазистационарных. При  энергии налетающей частицы  = E_r-B, где E_r - энергия квазистационарного состояния, а B - энергия связи налетающей частицы в составном ядре сечение достигает максимума. Таким образом, процесс образования составного ядра, протекающий через возбуждение составного уровня, имеет резонансный характер.

Рис.3. Времяпролетный спектр, полученный при измерении радиационного захвата нейтронов на  образце латуни.

Изолированные уровни составного ядра отчетливо проявляются при захвате  медленных нейтронов ядрами (см. рис. 3). Экспериментальные данные говорят о том, что среднее расстояние между уровнями быстро уменьшается с ростом массового числа A и энергии возбуждения ядра. Так, при захвате медленных нейтронов легкими ядрами (А < 30) оно составляет несколько десятков килоэлектронвольт, а для ядер с А>100 уменьшается по порядку величины до ~10 - 100 эВ. Увеличение плотности уровней с ростом энергии возбуждения и массового числа А объясняется возрастанием числа различных способов распределения энергии между нуклонами. С увеличением энергии возбуждения растет и ширина уровней. Все это приводит к тому, что с увеличением энергии нейтронов уровни начинают перекрываться. Для тяжелых ядер это происходит уже для нейтронов с энергией примерно 1 кэВ. Для высоких энергий возбуждения (15-20 МэВ) плотность уровней столь велика, что сильно перекрываясь, они образуют непрерывный спектр. В этом случае процесс образования составного ядра имеет нерезонансный характер и может быть описан, например в рамка, модели испарения. Форма эффективного сечения в области изолированного уровня совпадает с формой резонанса в оптике или электричестве.