§ 3.4. Взаимодействие нейтронов с веществом

Отметим особенности взаимодействия нейтронов с веществом по сравнению с заряженными частицами и фотонами. Отсутствие электрического заряда у нейтрона исключает возможности кулоновского взаимодействия, как с атомными электронами, так и с ядрами атомов. Поэтому все процессы определяются ядерными силами, т.е. носят характер ядерных взаимодействий в отличие от атомных для фотонов. Поскольку радиусы ядер примерно на 4 порядка меньше радиусов атомов, нейтронные сечения взаимодействия ниже сечений взаимодействия заряженных частиц и фотонов, и, следовательно, проникающая способность нейтронов выше, чем фотонов и заряженных частиц. Поглощение нейтронов ядрами обычно происходит в течение времени, много меньшего секунды, так что претерпеть β-распад нейтроны не успевают. Поглощение нейтронов ядрами сопровождается появлением вторичных частиц с высокой энергией: γ-квантов, протонов, α-частиц, а в случае деления — ядер-осколков и нейтронов. Хотя диапазон энергий нейтронов, испускаемых источниками излучений, находится в мегаэлектронвольтной области, их замедление в среде расширяет его от 0,01эВ до 20 МэВ (рис.1.3), что на порядки превышает диапазон возможных энергий фотонов; это приводит к большему многообразию возможных процессов взаимодействия.

Все процессы взаимодействия нейтронов с ядром можно разделить на 2 типа: прямое взаимодействие (потенциальное рассеяние) и взаимодействие через механизм образования составного ядра.

При энергиях нейтронов ниже 10 МэВ, как правило, процесс взаимодействия нейтронов с ядром проходит через механизм образования составного ядра. Если в результате этого взаимодействия вновь образуется нейтрон и исходное ядро, то это процесс носит название резонансного рассеяния.

При кинетической энергии бомбардирующих частиц > 10 МэВ, когда нуклоны ядра можно рассматривать, как свободные, возможно прямое взаимодействие без образования составного ядра. Подобный процесс без образования составного ядра возможен и при низких энергиях частиц – это процесс потенциального рассеяния.

С точки зрения переноса частиц в веществе принципиальная разница в механизмах взаимодействия заключается в том, что в реакциях с образованием составного ядра угловое распределение образующихся частиц близко к изотропному, при прямом взаимодействии преимущественным является направление полета образующихся частиц вперед относительно направления движения первичных частиц. Кроме того, для реакций с образованием составного ядра характерна резонансная структура вероятности взаимодействия в зависимости от энергии налетающей частицы, для прямого взаимодействия характерна плавная зависимость этой вероятности.

3.4.1. Качественная картина взаимодействия нейтронов.

Рассмотрим процесс взаимодействия нейтронов с ядром ^A_ZX через механизм образования составного ядра ( ^A+1_ZX)^*:

¹₀n + ^A_ZX ( ^A+1_ZX)^{* a}_zy+ ^A+1-a_Z-zY +Q (3.41).

В выражении (3.41) (^A+1_ZX)^* - возбужденное составное ядро (верхний индекс «*» означает возбуждение), Q - энергия реакции.

На первом этапе реакции ядро-мишень ^A_ZX поглощает нейтрон и образуется составное (промежуточное, компаунд-) ядро. Образующееся составное ядро ничем не отличается от других ядер, за исключением того, что находится в сильно возбужденном состоянии, энергия возбуждения равна Е^*=Е_св+Е^/, где Е_св - энергия связи нейтрона в ядре ^A+1_ZX, составляющая 7-10 МэВ для средних и 6 -7 МэВ для тяжелых ядер, Е^/ -кинетическая энергия нейтрона до столкновения.

Второй этап - распад составного ядра с испусканием той или иной частицы. Составное ядро может испытывать распад по различным конкурирующим каналам. Если испускаемой составным ядром частицей является нейтрон и вновь образуется первоначальное ядро, то такой процесс называют резонансным рассеянием. В противном случае происходит ядерная реакция по различным каналам с образованием различных возможных частиц ^b_cy.

Энергетическая схема, по­ясняющая возможность образования составного ядра (^A+1_ZX)^* и его распада, приведена на рис. 3.11.

Р ис. 3.11. Энергетическая схема, иллюстрирующая механизм составного ядра

Здесь показаны схемы ядерных уровней ядра-мишени ^A_ZX, составного ядра (^A+1_ZX)* и исходного ядра ^A_ZX, остающегося в случае рассеяния. Левая шкала - кинетические энергии нейтрона Е^/, ее нулевая отметка совпадает со значением энергии основного состояния ядра-мишени, т.е. со значением энергии покоя системы ядро-мишень — нейтрон, ^A_ZX+п. Энергия покоя ядра ^A+1_ZX меньше энергии покоя несвязанной системы ^A_ZX+п на энергию связи нейтрона Е_св в ядре ^A+1_ZX. Следовательно, нуль отсчета энергии возбуждения составного ядра лежит ниже основного состояния ядра-мишени тоже на величину Е_св. Поэтому при поглощении нейтрона с самой малой кинетической энергией возбуждаются очень высокие уровни составного ядра.

Вследствие квантового характера возбуждения составное ядро обладает присущим ему набором дискретных энергетических уровней i, следовательно, только при некоторой определенной кинетической энергии нейтрона Е^/, при которой выполняется соотношение:

Е*_i= Е_св + Е ^/ (3.42)

возможно образование составного ядра, при иных энергиях нейтрона образование составного ядра невозможно. Это отражено на схеме: при Е*₁= Е_св + Е₁^/ образуется составное ядро, а при Е*₂= Е_св + Е₂^/ его образование невозможно. При малых кинетических энергиях нейтронов, когда поглощение наиболее существенно, сам факт образования составного ядра весьма малове­роятен, т.к. расстояние между уровнями возбуждения ядра достаточно велики. Для тяжелых ядер оно составляет примерно 10 эВ, для легких возрастает до 100 кэВ. Это приводит к тому, что в среднем из 100 столкновений на тяжелом ядре лишь при одном выполняется соотношение (3.42). В остальных случаях будут происходить потенциальные рассеяния. Кроме выполнения энергетических соотношений при образовании составного ядра должно выполняться спиновое соотношение. Доля столкновений, которые дают совпадение со спином J уровня составного ядра выражается фактором g= (2J+1)/2(2I+1), где I-спин ядра-мишени, в других случаях также будет наблюдаться потенциальное рассеяние. Низкая вероятность выполнения энергетического и спинового условий приводит к тому, что лишь малая доля столкновений нейтронов с ядром приводит к образованию составного ядра.

Среднее время жизни составного ядра составляет порядка 10^-20 – 10^-18 с, что значительно выше времени ядерного взаимодействия 10^-23 с. Это свидетельствует о том, что внесенная нейтроном в ядро энергия быстро распределяется между нуклонами (в противном случае выбивание из ядра вторичной частицы проходило бы за время 10^-23 с) и обратный процесс снятия возбуждения требует достаточного времени, чтобы энергия возбуждения могла быть реализована каким-либо способом: либо испусканием нейтрона, если его энергия в составном ядре превысит энергию связи (рассеяние), либо испусканием фотона (радиационный захват), либо испусканием какой-то другой частицы (ядерная реакция).

Поскольку энергия возбуждения обя­зательно превосходит энергию связи нейтрона, Е*> Е_св, распад со­ставного ядра в подавляющем числе случаев сопровождается испус­канием нейтрона, а не у-кванта. Следовательно, наблюдается рассеяние, в данном случае называемое резонансным, поскольку проходит через стадию составного ядра. Это рассеяние легко отличимо на опыте от потенциального, поскольку его сече­ние имеет максимум на шкале кинетических энергий. Во всем остальном оно такое же, как и потенциальное. При вылете нейтрона из ядра Е_св затрачивается на работу против сил ядерного притяжения, а исходная кинетическая энергия Е^/, как и при потен­циальном рассеянии, распределяется между нейтроном и ядром в пропорции, зависящей от углов, под которыми разлетаются эти частицы относительно направления первоначального движения нейтрона. Рассеяние с сохранением кинетической энергии, потенциальное или резонанс­ное, является упругим.

Неупругое рассеяние нейтронов ядрами также возможно, но только при очень большой кинетической энергии бомбардирующих нейтронов. При неупругом рассеянии, как и в классической ме­ханике, кинетическая энергия уменьшается из-за передачи ее части в виде энергии возбуждения телу-мишени. Минимальная энергия, которая может быть передана ядру, равна его первому возбужденно­му уровню Е*₁ (см. рис. 3.11). Энергия первого уровня даже у тя­желых ядер, у которых она наименьшая, имеет порядок 0,1 МэВ. Следовательно, неупругое рассеяние возможно только под действием быстрых нейтронов, у которых Е^/>Е^*₁.

После неупругого рассеяния ядро, по своему составу — исходное ядро, в свою очередь, оказывается в возбужденном состоянии и, поскольку его энергия возбуждения меньше энергии связи нейтро­на, это возбуждение реализуется испусканием γ-кванта. На схеме (3.11) - это распад составного ядра по второму каналу, который обозначается как (n,nγ)-процесс, или сокращенно (n, n^/ ), где индекс «штрих» указывает на то, что нейтрон после рассеяния имеет много меньшую энергию в сравне­нии с начальной. Эта энергия, строго говоря, суммарная кинетиче­ская энергия нейтрона и ядра ^A_ZX*, может быть действительно очень мала, как, например, Е₃ на рис. 3.11, где показано неупру­гое рассеяние при энергии нейтрона, превосходящей три пер­вых уровня ядра-мишени ^A_ZX. В зависимости от того, какой уро­вень будет возбужден у ядра ^A_ZX, нейтрон после неупругого рас­сеяния будет иметь энергию Е₃ , Е₂ или Е₁. Следовательно, после неупругого рассеяния нейтронов с фиксированной кинетиче­ской энергией наблюдается целый спектр кинетических энергий рассеянных нейтронов. В случае неупругого рассеяния нейтронов с энергией, превосхо­дящей энергию связи нейтрона в ядре-мишени ^A_ZX*, после рас­сеяния может оказаться в столь высоком возбужденном состоянии, что станет Е*> Е_cв и ядром будет испущен уже не γ-квант, а еще один нейтрон. Если ядро-мишень - делимое, то Е* ядра ^A_ZX может оказаться даже выше порога деления. Тогда вместо испускания второго нейтрона происхо­дит деление ядра ^A_ZX*. И соответственно наблюдаются (n, 2n) или (n, f)-процессы. Такие случаи редки, тем не менее, они возможны, если в спектре падающего излучения присутствуют нейтроны с энергией выше 10 МэВ.

Поглощение нейтронов происходит при энергии <100 эВ при условии образования составного ядра. Следовательно, это возможно лишь при столкновении нейтронов с тяжелыми ядрами, у которых сред­нее расстояние между уровнями при Е*>Е_св составляет примерно 10 эВ, и они в диапазоне от 0 до 100 эВ имеют около десятка уров­ней Е*, распад с которых идет преимущественно по каналу радиационного захвата (n,γ). Среди примерно полусотни легких ядер ни одно из них не имеет ни одного уровня в указанном диапазоне, потому что ве­роятность уровню оказаться в диапазоне 100 эВ при среднем рас­стоянии между уровнями 100 кэВ крайне мала. В среднем только одно ядро из тысячи могло бы иметь один уровень в этом опасном с точки зрения возможности поглощения нейтрона диапазоне. Это и является главной причиной слабого поглощения нейтронов легкими ядрами.

Испускание нейтрона из возбужденного ядра становится воз­можным лишь при условии, что вся энергия возбуждения Е* = Е_cв + Е^/ при случайном обмене энергией между многими нукло­нами будет в некоторый момент времени передана одному нейт­рону, который до очередного столкновения с каким-то другим ну­клоном успеет пересечь границу ядра. Поскольку Е_св >10⁷ эВ, то при Е^/ < 100 эВ вероятность передачи всей энергии возбуждения од­ному нейтрону с точностью 10²/10⁷ = 10^-5 оказывается достаточно малой. Для реализации такой передачи нужно осуществить очень много попыток, так что ядро в возбужденном состоянии задержива­ется на столь большое время, как 10 ^-14 с. А за такое время в ядре успевает произойти электромагнитный переход с испусканием из ядра фотона под действием более слабых и, следовательно, мед­ленно работающих электромагнитных сил, хотя и для такого перехода требу­ется очень большое время в сравнении с характерным временем кулоновских взаимодействий 10^-21 с.

Таким образом, лишь при избытке энергии возбуждения над Е_св не более 100 эВ электромагнитные силы успешно конкурируют с ядерными. Но уже при избытке в 1кэВ из ядер испускаются нейтроны с подавляющей вероятно­стью. Значит, только низко расположенные резонансы являются резонансами радиационного захвата. Резонансы при энергиях более 1 кэВ есть ре­зонансы рассеяния. В резонансах от 100 эВ до 1 кэВ представлены и радиационный захват, и рассеяние.

Каждый из способов реализации возбужденного состояния характеризуется своим парциальным сечением. Таким образом, при взаимодействии нейтронов с веществом в зависимости от их энергии могут происходить упругое и неупругое рассеяние, радиационный захват и ядерные реакции.