Лит.: Радиография. Сб. статей, М., 1952.

  Л. В. Тарасов.

Нейтронная спектроскопия

Нейтро'нная спектроскопи'я, нейтронная спектрометрия, область ядерной физики, охватывающая исследования зависимости эффективного поперечного сечения взаимодействия нейтронов с атомными ядрами от энергии нейтронов.

  Характерной особенностью энергетической зависимости сечений о взаимодействия медленных нейтронов с ядрами является наличие так называемых нейтронных резонансов — резкого увеличения (в 10—10⁵ раз) поглощения и рассеяния нейтронов вблизи определённых энергий (рис. 1 ). Избирательное (резонансное) поглощение нейтронов определённых энергий впервые было обнаружено Э. Ферма с сотрудниками в 1934. Ими же было показано, что способность поглощать медленные нейтроны сильно меняется от ядра к ядру.

  Образующееся после захвата нейтрона высоковозбуждённое (резонансное) состояние ядра нестабильно (время жизни ~10^-15 сек): ядро распадается с испусканием нейтрона (резонансное рассеяние нейтронов) или g-кванта (радиационный захват). Значительно реже испускаются a-частица или протон. Для некоторых очень тяжёлых ядер (U, Pu и др.) происходит также деление возбуждённого ядра на 2, реже на 3 осколка (см. Ядра атомного деление ).

  Вероятности различных видов распада резонансного состояния ядра характеризуются так называемыми ширинами резонансов (нейтронной Г_д , радиационной Г_g , делительной Г_g , a-шириной Г_a и т.д.). Эти ширины входят в качестве параметров в формулу Брейта — Вигнера, которая описывает зависимость эффективного сечения взаимодействия нейтрона с ядром от энергии нейтрона E вблизи резонансной энергии E . Для каждого вида (i ) распада формула Брейта — Вигнера приближённо может быть записана в виде:

  Здесь Г = Г_n + Г_g + Г_a +...— полная ширина нейтронного резонанса, равная ширине резонансного пика на половине высоты, g — статистический фактор, зависящий от спина и чётности резонансного состояния ядра.

  Эффективные сечения измеряются с помощью нейтронного спектрометра, основными элементами которого являются источник И моноэнергетических нейтронов с плавно изменяемой энергией и детектор Д нейтронов или вторичного излучения. Полное сечение Г определяется из отношения отсчётов нейтронного детектора Д с мишенью М, расположенной на пути пучка и вне пучка (рис. 2 , а). При измерении парциальных сечений регистрируется вторичное излучение (g-лучи, вторичные нейтроны, осколки деления и т.д.) из мишени, помещенной на пути нейтронов. В области энергии £ 10 эв в качестве нейтронного источника иногда используются кристаллические нейтронные монохроматоры, которые устанавливаются на канале ядерного реактора и выделяют пучки нейтронов с определённой энергией (рис. 2 , б). Поворачивая кристалл, изменяют энергию нейтронов (см. Дифракция частиц ). Для энергии ³ 30 кэв обычно используют ускорители Ван-де-Граафа (см. Электростатический ускоритель ), в которых моноэнергетические нейтроны образуются в результате ядерных реакций типа ⁷ Li (p, n)⁷ Be. При изменении энергии протонов изменяется энергия вылетающих нейтронов (энергетический разброс DE ~ 1 кэв ).

  Более распространённым методом в Н. с. является метод времени пролёта, в котором используются нейтронные источники с широким энергетическим спектром, испускающие нейтроны в виде коротких вспышек длительностью t. Специальное электронное устройство, называемое временным анализатором, фиксирует интервал времени t между нейтронной вспышкой и моментом попадания нейтрона в детектор, т. е. время пролёта нейтронами расстояния L от источника до детектора. Энергия нейтронов E в эв связана со временем t в мксек соотношением:

E = (72,3L )² /t ² .     (2)

  При измерении парциальных сечений методом времени пролёта детектор располагают непосредственно около мишени.

  Так как вторичная частица испускается практически одновременно с захватом нейтрона, то фиксируется момент захвата нейтрона ядром, а, следовательно, определяется энергия нейтрона по времени t пролёта. Энергетическое разрешение DE нейтронного спектрометра по времени пролёта приближённо можно представить в виде:

  DE /E = 2t/t .     (3)

  Импульсными источниками нейтронов обычно служат ускорители заряженных частиц или стационарные ядерные реакторы с механическими прерывателями, периодически пропускающими нейтроны в течение времени t ~ 1 мксек. Один из лучших нейтронных спектрометров по времени пролёта создан в Ок-Ридже (США). Он содержит линейный ускоритель электронов с энергией 140 Мэв. Электроны за счёт тормозного g-излучения выбивают из мишени 10¹¹ нейтронов за время электронного импульса (t = 10^-8 сек ) при частоте повторения импульсов до 1000 в 1 сек. Разрешение DE такого спектрометра при L = 100 м и E = 100 эв составляет 3·10^-3 эв. В Н. с. часто используются детекторы, вырабатывающие сигнал, величина которого пропорциональна энергии регистрируемой частицы (см. Полупроводниковый детектор , Пропорциональный счётчик , Сцинтилляционный счётчик ). Это позволяет измерить энергетический спектр вторичных частиц, вылетающих из мишени, что значительно расширяет объём информации о возбуждённых состояниях ядер и механизмах различных ядерных переходов и т.д.

  Анализ экспериментальных данных позволяет определять такие характеристики резонанса, как энергия E , полная Г и парциальные ширины, спин и чётность резонансных состояний ядер. Для большинства стабильных ядер эти характеристики известны (по крайней мере E и Г_n ) для десятков, а иногда и сотен резонансов. При более высоких энергиях нейтронов разрешающая способность нейтронных спектрометров становится недостаточной для выделения отдельных резонансов. В этом случае исследуются усреднённые полные и парциальные сечения, которые дают сведения о средних характеристиках резонансов.

  Величины энергетических интервалов D между соседними резонансами ядра флуктуируют. Среднее значение может сильно меняться при переходе от ядра к ядру. Общей закономерностью является уменьшение с увеличением массового числа А (от 10⁴ эв для А = 30 до 1 эв для U и более тяжёлых ядер). При переходе от ядер с нечётным А к соседним чётным происходит скачкообразное увеличение , что связано с изменением энергии связи захватываемого нейтрона. Нейтронные ширины резонансов Г_n также флуктуируют от резонанса к резонансу для данного ядра. Кроме того, Г_n растут в среднем пропорционально E ^1/2 , поэтому обычно пользуются приведёнными нейтронными ширинами Г°_n = Г_n /E ^1/2 . Средние значения нейтронных ширин <Г_n > коррелируют с величинами . Каждая из них для разных ядер может отличаться в 10³ —10⁴ раз, но их отношение S = < Г_n /E>/ , называется силовой функцией, слабо и плавно изменяется от ядра к ядру. Зависимость S от А хорошо объясняется с помощью оптической модели ядра (см. Ядерные модели ).