Алексеев Нейтронные методы в физике конденсированного состояния 2012

В результате реакции деления или «испарительной» реакции рождаются нейтроны с энергией от единиц до десятков МэВ, что для нужд физики конденсированного состояния неприемлемо. Энергия нейтронов должна быть снижена на несколько порядков, т.е. нейтроны необходимо замедлить – уменьшить скорость их движения. Для замедления нейтронов (сброса энергии до значений нужного диапазона) используют так называемые замедлители, – устройства, фактически играющие роль источников тепловых, холодных, горячих нейтронов (в зависимости от их средней энергии) для проведения экспериментов, размещенные в непосредственной близости от первичного источника нейтронов.

При полной термализации нейтронов в замедлителе – спектр максвелловский, т. е. с максимумом вблизи (немного выше) температуры замедлителя (рис. 6.4).

Рис. 6.4. Спектр замедленных нейтронов для Т=300 К (тепловой) и 30 К (холодный источник)

Тепловые и холодные замедлители – на основе легких элементов – воды (легкой или тяжелой), пропана, H2/D2 (жидкие),

51

С2Н5ОН и т.п. «Горячий» замедлитель – графит, нагретый до

Т~1000 – 2000 K.

Поскольку для полной термализации требуется достаточно большое число соударений с атомами замедлителя, то характерное время замедления в тепловом вторичном источнике («бесконечного» размера) порядка 10-4 сек. По этой причине для импульсных источников с короткой ~10-6 сек длительностью импульса часто применяются «тонкие» замедлители. Спектр нейтронов из такого устройства имеет два максимума, так как нейтроны вылетают из замедлителя не полностью термализовавшись. Это позволяет иметь более широкий исходный спектр, до нескольких кэВ со стороны высоких энергий, и короткую вспышку.

6.2. Формирование нейтронных пучков

После замедления нейтроны нужно сформировать в пучки с заданными свойствами (угловой расходимостью, потоком, временной и энергетической структурой, поляризацией). Формирование пучков осуществляется при помощи следующих элементов:

-канал в защите источника,

-коллиматоры,

-нейтроновод,

-монохроматор,

-прерыватель,

-селектор скоростей,

-нейтронный фильтр,

-управляемые щели,

-спиновые фильтры – поляризаторы.

Каналы в защите, нейтроноводы, коллиматоры и монохроматоры относят к нейтронно-оптической системе. Ее главные функции – подавление фона от гамма-квантов и нейтронов высокой энергии («быстрых»), придание пучку требуемой расходимости, увеличение светосилы – пространственная фокусировка. Принципы функционирования нейтронно-оптической системы близки к обычной оптике, что иллюстрируется рис. 6.5.

В последние годы, помимо прямых и изогнутых нейтроноводов (состоящих из прямых секций) появились эллиптические, параболические, баллистические нейтроноводы с более сложным профилем поверхности.

52

6.3. Детектирование нейтронов

Физическая основа нейтронных детекторов – ядерные реакции захвата нейтрона: 10В (n, α) 7Li; 6Li (n, α) 3H; 3He (n, p)1H с регист-

рацией α-частиц и протонов пропорциональным счетчиком или сцинтилляционным детектором. На рис. 6.7 проиллюстрированы две наиболее популярных схемы детектирования нейтронов.

Рис. 6.7 Принципиальны схемы нейтронного детектора на основе газового пропорционального счетчика (a) и сцинтиллятора (b)

Пропорциональные газонаполненные счетчики на основе BF3 или 3Не – основные «рабочие лошади» систем детектирования. Сцинтилляционные детекторы на основе NaI и ZnS с добавлением лития или бора позволяют получить примерно такое же как и у газовых счетчиков соотношение сигнал/шум при существенно большей стабильности и надежности, но цена этого – высокая стоимость электронного оборудования.

Эффективность детекторов, как правило, находится в пределах 60-80 %. Поскольку гамма-кванты и быстрые нейтроны, попадающие в детектор, также могут быть зарегистрированы, необходима защита детекторов. Детекторы с системой защиты являются массивными и весьма дорогими элементами нейтронных инструментов, особенно это характерно для современных приборов по времени пролета (см. далее) с большим телесным углом регистрации. В последнее время все чаще используют позиционночувствительные детекторы нейтронов, которые обеспечивают не только сам факт регистрации нейтрона в счетчике, но привязку этого факта к одной или даже двум пространственным координатам по отношению к оси, проходящей через условный центр детектирующей системы перпендикулярно к ее поверхности. На рис. 6.8 пока-

55

зан вариант реализации одноили двухкоординатного анализа с помощью трубчатых газовых счетчиков.

Рис.6.8. Схема многодетекторной системы на основе трубчатых газовых счетчиков нейтронов. Позиционирование в горизонтальной плоскости осуществляется идентификацией самого счетчика, а при наличии возможности определения координаты вдоль счетчика осуществляется двумерный координатный анализ

Пространственное разрешение подобных систем составляет от миллиметров до сантиметров, а площадь достигает 50 кв. метров, что позволяет получать эффективный телесный угол детектирующей системы до единиц стерадиан. Конечно, многоэлементные системы имеют и свои недостатки, связанные с неизбежными различиями между отдельными элементами по эффективности регистрации нейтронов и фону, причем эти параметры могут (и это довольно часто реализуется) изменяться со временем. Тем не менее позиционно-чувствительные детекторы завоевывают рынок экспериментальной техники. Широкоаппертурные детекторы, подобные детектору дифрактометра GEM (ISIS) (рис. 6.9) позволяют достигать рекордно высокой светосилы для порошковых экспериментов с поликристаллами. Телесный угол, перекрываемый детектирующей системой (базирующейся на сцинтилляционных детекторах) этой установки составляет рекордную долю (чуть больше четверти) от полного значения равного 4π стерадиан, – 3.5 стерадиана.

56

Рис. 6.9. Схема детектирующей системы дифрактометра, обеспечивающей регистрацию рассеянных нейтронов в значительной части полного телесного угла

Вопросы и задания

1.Откуда поступают нейтроны к экспериментальным установ-

кам?

2.Для чего нужны источники холодных и горячих нейтронов?

3.Какова наибольшая тепловая мощность стационарных ядерных реакторов в современных нейтронных центрах и чем она ограничена?

4.Какова энергия фотона с импульсом, равным импульсу нейтрона с энергией 36 мэВ?

5.Сопоставьте плотность потока нейтронов из реактора (например, высокопоточный реактор Института Лауэ Ланжевена,

57 МВт) с плотностью потока фотонов от электролампочки

(50 Вт).

6. Особенности структуры приборного парка современных нейтронных центров.

57

7. СТРУКТУРНАЯ И МАГНИТНАЯ НЕЙТРОННАЯ ДИФРАКТОМЕТРИЯ

7.1.Основные физические принципы нейтронной дифрактометрии

Воснове метода нейтронной дифракции лежит рассмотренное ранее явление упругого когерентного рассеяния. Упругое коге-

рентное рассеяние нейтронов формально аналогично дифракции рентгеновских лучей и не является чем-то сугубо специфичным, если отвлечься от ядерно-физического происхождения взаимодействия нейтрона с атомами (точнее, их ядрами) и наличия у нейтрона спина, что дает еще дополнительную (и очень важную) особенность нейтронной дифракции – чувствительность к магнитному моменту. Поэтому мы не будем вдаваться в детали, аналогичные общепринятым подходам для рентгеновской дифракции, и лишь кратко остановимся на ключевых моментах математического аппарата описания нейтронной дифракции.

Согласно классическим работам Леона ван Хова функция рассеяния нейтронов S(q, ω): связана с корреляционной функцией

G(r, t):

По определению G(r,t) = ∫ b(u,t) b(u + r,t) du – парная корреляци-

онная функция.

Заметим, что здесь и далее в этом разделе переданный импульс, определяемый как вектор ki-kf , обозначается как q , что общепринято в литературе по дифракции, в отличие от спектроскопической литературы, где различают Q и q, обозначая таким образом различие между полным переданным импульсом и переданным импульсом, приведенным к первой зоне Бриллюэна (см. далее).

Упругое рассеяние, т.е. рассеяние, привязанное экспериментально к нулевой передаче энергии соответствует усреднению корреляционной функции G(r,t) по ∞ интервалу времени, и в формулах появляется <G(r)> - среднее от G(r, t):

58

В реальных нейтронно-дифракционных экспериментах обычно детектируются нейтроны всех энергий, т.е. без анализа по энергии, и мы получаем в качестве функции рассеяния нейтронов фурьеобраз функции G(r, 0), связанной с мгновенным распределением рассеивающих центров в пространстве.

Для системы без диффузионных движений частиц S(q) ≈ ∫ S(q, ω)dω, поэтому отсутствие анализа по энергии позволяет получить

корректную информацию о структуре большинства материалов:

S(q)= ∫S(q, ω)dω ~ ∫∫∫ ei(qr – ωt) G(r, t)drdtdω = ∫∫ eiqr G(r, t)δ(t)drdt = = ∫eiqr G(r, 0)dr.

Для упругого рассеяния нейтронов работает классический принцип Гюйгенса–Френеля (рис. 7.1): амплитуда волны f, рассеянной на всем объекте, есть суперпозиция волн от всех его частей

Рис. 7.1. Волна, рассеянная на всем объекте является суперпозицией волн от рассеивателей с координатой R+r

Интенсивность рассеяния (дифракции) задается выражением типа

I (q) ~ f (q) 2 ~ ∫∫b(u)b(u + r) exp(iqr)dr = ∫G(r) exp(iqr)dr . (7.3)

Опираясь на свойства фурье-преобразования, можно установить связь определенных объектов в прямом и импульсном пространствах. Так, для трехмерного случая системам рассеивающих нейтроны атомных плоскостей прямого (координатного) про-

59

странства в обратном (импульсном) пространстве соответствуют наборы бесконечно малых точек (рис. 7.2).

Рис. 7.2. Взаимное соответствие размерностей объектов прямого и обратного пространств

Наиболее общей задачей структурного анализа является восстановление рассеивающей плотности b(r) по измеренной интенсивности I(q). Важную роль в решении данной задачи имеет структурный фактор рассеяния, представляющий собой фурье-образ периодической фунции bj(x, y, z):

где bj – амплитуда рассеяния на связанном ядре в позиции с j-м набором координат (xj, yj, zj). Получаемая в результате обработки рассевающая плотность b(x, y, z) является результатом обратного преобразования Фурье (фурье-синтеза).

Периодическое расположение атомов в прямом пространстве (кристалл) проявляется в появлении пиков при определенных импульсах в обратном пространстве (рис. 7.3).

60