книги из ГПНТБ / Гуртовой М.Е. Вопросы физики быстрых нейтронов. Спектрометрия быстрых нейтронов по времени пролета

Одной из

первңх работ

по изучению упругого и неупруго­

го рассеяния

нейтронов

с

энергией

ІД,І Иэв

является рабо­

та

Кларка и Кросса

( Клбй)

. Были исследованы четные яд

-

ра

о іг

,

„ „ г *

, tu

и

ОЙ2

для-которых имелась возмож -

Ь

(HD

й

,

ность хорошего

выделения

первых

возбужденных состояний .

На рис.38 показана геометрия эксперимента.

Нейтроны

получались

в реакции

Т ('d ,n )H ß ,t

на низко­

вольтном нейтронном генераторе , который работал

в непре

-

рывном

режиме. Использование

электронной коллимации ней -

тронного

пучка понизило

требования

к

защите

детектора

нейтронов

, расположенного

на

расстоянии

319

см

от рас

-

сеивателя

. Образец и

счетчик

а

-частиц

смонтированы так

,

что

могут

вместе

вращаться

вокруг

оси

дейтронного

пучра .

Таким образом , при изменении угла

рассеяния

образец все­

гда

оставался

в

"рабочем конусе"

нейтронов .

Блок-схема спектрометра представлена на рио.39.

Поскольку

старт

для

преобразователя ’’вреыя-аьеиетуда’*

задается

импульсами

от

нейтронного

детектора , в канал де­

тектора

а -частиц

введена линия

задержки.

' v

w

y

*

«

/ Н

г т #

і?І.Т»рѴИЛЛ?,Т1№

u ~

nDuf?t!

0

? р

^

ѵ

у

/ с * - . л*

ъ

” П

і

I T

Л0ЧОЙО«05ООМь

rtiwi*wu

</7»гчс'рі/0)(‘

Ооеяв-аоп/ѵ'тѵйо

iJDo’V'tme«'»

1GHL**LIJ.,''T0

а-г)в/прд7пот

Огртшчшлгль

/tocwnwnmoa

7сГ0'.‘гт "

Линейный0ЫХЯІ

r

tf /Л

-

95 -

Для

уменьшения временного разброса

, связанного

с

импульсов

амплитудным раэбросомѴот

детектора нейтронов , на выходе

прбобразователя

используется

амплитудный

компенсатор .

Прежде чем попасть

в анализатор

выходные импульсы пре

-

обраэоватеяя проходят

через линейные

ворота

( пропуска­

тель),

которые управляются медленной схемой совпадений .

Канал

медленных

совпадений служит

для

выделения

"ра

-

бочего

" конуса

нейтронов (

наличие импульсов в счетчи­

ке

а

-частиц)

и для

установления

порога регистрации

нейтронов

( уровень

дискриминации в

канале

детектора

нейтронов).

При пороге регистрации

5 Мэв

и

выше полное времен­

ное

разрешение

системы

составляло

2 нсек,

что

соответ­

ствовало

энергетическому

разрешению

около 900

кав

для

нейтронов с энергией

Ій Мэв.

Временной спектр нейтронов , рассеянных

на

ядрах се­

ры

на угол йй,6°

показан

на рис. ЙО,

В верхней части ри -

суика

стрелками

отмечено

положение

известных уровней

в

ядре

S 32 .

Хорошо выделен пик нейтронов , рассеянных при возбуж­

дении

уровня 2,2й Мэв. Справа от него расположен

пик

упругого

рассеяния

. Пик гамма-лучей

расположен

еще пра­

вее

( на

рисунке

не

показан)

. Дифференциальные сечения,

вычисленные по

этим

спектрам

, представлены

на рис. ЙІ.

U = V f (г) + i Wv f (г) +1Ws ^ (г) + VÖ1

(ад)

В Д - [ | + и р ( ± р - ) ] ; 8 ( г ) - е х р | - ( ^ - ) г

Радиус ядра

R = 1,2.5 А ^ ф м

Здесь

а ,

в -параметры

диффузности ядра ,

V

и W -

глубина

реальной

и мнимой части

потенциала

,

Ѵ<з і -потенци­

ал спин-орбитального

взаимодействия.

Потенциалы и параметры

диффузности

подбирались так,

чтобы получить наилучшее согласие не только с

эксперимен-

тальной

кривой

дифференциального

рассеяния

, но и вычислен­

ные

интегральные

сечения

полного рассеяния

ö

j

И сечения

неупругого

взаимодейтсвия

ö x совпадали

с таковыми

,

получен­

ными

в

экспериментах

.

Это обосновывается тем

, что 6 Т и 6 Х

экспериментально

могут

быть

определены

с большей точностью

чем дифференциальные

селения , Подгонка параметров прово -

дилась на ЭВМ по минимуму

величины

у

/ п

п

ч

)

•£-

^meop.CPivPn.Qi)

<—’эксп.C5Q

{25)

Д(р'....р") _

к

Й

'

Д<Зэкс„.СВ

0

Здесь

р (1. . , , р п

-параметры

подгонки

вычисленного

значения сечения

â m eDp

к экспериментальному 0 ЭКСП. для

данного

угла

0^

при

экспериментальной

ошибке измерения

Д б эксп

м я этого же угла.

Полученные

параметры оптичес­

кого

потенциала

приведены

в таблице

2

(

все

линейные раз­

меры

в фм,

потенциалы

в Мэв ),

а

соответствующая

теорети­

ческая

кривая

для серы

показана

на

рис. 41,

Элемент

/<.л

а

é"

V

іг'і

ьі-

<?

1 ,2 5

0 ,5 0

0 ,3 5

-5 0

-б

-1 0

+6

А(у

S

1 .2 5

0 ,7 0

1 ,1 0

-ЧИ

- 2

-7

+6

Исследования показали , что можно добиться удовлетво­

рительного

согласия

теоретической

кривой с эксперименталь­

ной

также

при учете

только поверхностного

поглощения

( с И£=-9 Ыэв).

Спин-орбитальный член имеет

существенное

влияние толь­

ко

на больших углах ,

сглаживая глубокие минимумы в районе

140°.

Оценка

вклада

упругого

рассеяния

через

составное яд­

ро

показала,

что

он не

превышает

3

мбарн для

. а

дифференциальное

сечение

для

углов

90

- [40°

не превышает

0,23

мбарна,

что

пренебрежимо

мало

в сравнении с экспери­

ментальными

значениями .

Итак,

для легких

ядер

,

Ь

, А

оптическая модель

хорошо описывает угловое

распределение

упруго рассеянных

нейтронов ,

причем

параметры

потенциала

мало отличается

от таковых

для тяжелых

ядер .

.Для углерода

параметры

значительно

отличаются , при­

чем,

согласия

с экспериментом не

наблюдается

для углов

выше Г00°.

Вкладом рассеяния

через

составное

ядро этого

расхождения

объяснить

нельзя

, Предполагается

влияние

-

99 -

сильной

связи

каналов

упругого

рассеяния

и возбуждения

уровня

4 ,4 3 Иэв.

Более

поздние

работы Грина

и др . (Гр69,Грб7,Д ж б7,

Г р 6 6 а ,Г р 6 5 )

были

специально

поовящены

экспериментальному

изучению

упругого

и неупругого

рассеяния'

нейтронов

с

энер­

гией

I*»

Мэв

на

ядрах

С1^,

а

также

их теоретической интер

претации . Иа сравнения расчетных сечений

(

метод

связан

ных каналов ) с экспериментальными

данными

удалось

интер

-

претировать

основной

уровень

0 +

и уровни 2+

( 4 ,4 3

Ы эв), .

8 " ( 9 ,6 3

Мэв)

и І “ . (

1 0 ,8 4 Ш в)

как

коллективные

(Г р б 7 ).

Неупругое

рассеяни е. Нижние

состояния

четных

ядер

обла­

дают

характерными

коллективными

свойствами

,

для

описания

которых

о

успехом

применяется

коллективная

модель

ядра . .

Как показывают

экспериментальные

данные

по

неупругому

р а с­

сеянию

нуклонов

,

при

энергии

налетающих

частиц

,

превыша­

ющей яеоколько

мегаэлектронвольт

,

эти .со стояния возбуждают­

ся в основном в реакциях прямого типа . В

этом

случае,

осо

-

бенно

при рассмотрении

возбуждения

вращательных уровней ,

часто

применимо

адиабатическое

приближение

,

при котором рас­

сеяние частицы

происходит

на

неподвижно

ориентированном

яд­

р е , т . е .

скорость

деформации ядра

значительно

меньше

ско

-

рости

нуклонов

в ядре . Таким образом можно считать , что не­

упругое рассеяние

аналогично

упругому

в том смысле, что оно

происходит

без

перестройки нуклонов в гідре. Удовлетворитель­

ное описание

этих процессов до сти гается

использованием

ме­

тода

искаженных волн , метода

сильной

связи каналов и др ,

Кларк

и Кросс использовали метод

искаженных волн

. Пред­

п олагается

, что

несфѳричѳокая

часть

потенциала взаимодей­

ствий

связан а

с

деформацией ядра . При

этом радиус ядра

Я ,

R(Q) = RQ [ I + ^2Y2D (0)]

( 26)

для

случая

постоянной

дефоршции

и

R ( B , ^ =

RD\ _ i + Z _2>J(a 0,4)]

(27)

для

случая

квадрупольных

колебаний

сферических

ядер .

В

последнем

случае

суммарное

квадратичное

отклонение форда

ядра

от

сферы

характеризует

величина

= Z .jcx 2^ | J'

В

обоих

случаях (ротационные

и вибрационные

состояния)

D

и назы вается

параметром

деформации

. Вид углового

распределения

не

зависит

от

величины

параметра

деформации,

но

сечение

неупругого

рассеяния

пропорционально

произ­

ведению

Значения

R0 и

V

определяются

при

подгонке

упругого

рассеяния . Таким образом, параметр

деформации

j j

является

единственным

,

по которому вычисленное

значение

сечения

согласовы вается

с

экспериментальным .

Для

серы

наилучшее

согласи е

теоретической

кривой

с

экспериментальными данными

получено

при

£ = 0 ,3 2

(р и с .Ч І ) .

Параметр

деформации,

полученный

при рассеяния

нейтронов ,

интересно

сравнить с

таковым ,

когда

его

получают другими

польных переходов В (EZ)

при кулоновском

возбуждении

ядра

тяжелыми ионами.

Если предположить , что

коллективные

возбуждения выз­

ваны

движением однородной несжимаемой жидкости с четкой

границей , то получим ( для перехода между

основным

и п ер і

вым

возбужденным состояниями в линейном приближении

) :

(28)

Здесь

R = I ,2 0 A 1^

фм —

однородный" радиус

определяемый в экспериментах

по рассеянию

электронов

с

точностью

-3% .

Кроме

то го ,

параметр деформации определяется при изу­

чении ’неупругого

рассеяния протонов, дейтронов и других за ­

ряженных

частиц .

При теоретической

обработке , как

и для

нейтронов

,

чаще

всего

используется

метод

искаженных

волн,

Кларк

и Кросс получили

хорошее

согласие для магния

,

крем­

ния и

серы

между

>

полученными

при рассеянии

нейтронов,

Однако

для

магния

это значение существенно больше

полученно­

го

при

неупругом

рассеянии

а

-части ц с

энепгией

Й5 Мэв .

По

крайней

мере

частично,

это

можно объяснить тем , что при

анализе

рассеяния

а -части ц

был взят

больший радиус ядра

(

и з -за

конечных

размеров

а

-ч а сти ц ).

Таким

образом , сечения неупругого рассеяния нейтронов

на

магнии,

кремнии и сер е хорошо описываются

по методу иска­

женных волн в предположении коллективной

природы

изучаемых

состояний

и являются полезными при определении параметра д е ­

формации.

Неупругое

рассеяние

на углероде

не

удается описать

вильность предположения

об отсутствии

сильной

связи упруго­

го и

неупругого

каналов рассеяния

или

неприменимость опти­

ческой

модели

к

очень

легким ядрам.

Позднее

этими же авторами

изучалось рассеяние нейтро­

нов на ядрах никеля и

циркония .

В

к ачестве

рассеивателей

использовалась

естествен ная смесь

изотопов .

Временной

спектр

нейтронов,

рассеянных на

цирконии, показан

на р и о .4 2 .

И з-за

недостаточно

хорошего

энергетического

разрешения

опектромегра

(9 9 0

к э в ) не

удалось

отделить

пики,

со о твет­

ствующие

оильным возбуждениям

нижайших оостояний

2+ и 3 “

от других

состояний.

Наблюда еш й пик 2 ,3

±

0 ,1

№ в

со о тветству ет

суммарному

эффекту при

возбуждении

нескольких

уровней

изотопов

2 ^ . 9 0 ,9 1 ,9 2 ,9 ^

Анализируя

изотопный со став

раооеивателя, а

также

интенсивность

возбуждения

отдельных

уровней

в

ако -

периыеитах

других

авторов

по рассеянию

заряженных

частиц,

Кларк и Кросс

пришли

к выводу , что основной вклад в

наблю -

даемый

пик

дают

состояния

? + , 3 ~

и

Вычисления

, основан­

ные

на

этом

предположении

, дают

правильный

ход »

величину

наблюдаемого

суммарного сечения

( р и с.4 3 ) .

Значение

для

этих

вычислений

взяты

из

работы (Г р б б )

по

рассеянию про­

тонов.

Для

никеля

также

наблюдается

пик,

соответствующий

энер­

гии

возбуждения

1 ,4

Мэв . Как и в случае циркония ,

он

обу -

словлен

возбуждением

нижних

состояний

в

области 1 ,1 7 - 1 ,45Мзв

во

в с е х

четных

изотопах никеля

. Орновной

вклад

должны давать

состояния

2 *

в

М і5&’60

. Среднее

значение

= 0 ,2 2 ^ 0 ,0 3

и хорошо

со гл асу ется

со значениями , полученными другими ме­

тодами .

В таблице

3

приведено сравнение

этих

величин.

, При анализе

возможных причин

расхождения

нужно иметь

в виду

не

только

точность

измерения . В е л и ч и н а -^

помимо

V

и

R

(

величина сечения пропорциональна ^ | V 2 R2)

за ­

висит так-ке

и от параметров

оптического потенциала . Например,

для нейтронов-с энергией Т4

Мэ^

изменение величиях потенциала

поверхностного поглощения Ws

от

- 1 0 ,7

Мэв до - 9 ,7 ^ в

прак­

тически

не

нарушает

подгонку

к

упругому

рассеянию , но

вели­

чину

изменяет

от 0 ,2 2 1

до

0 ,2 0 6 , Неопределенность

в вы-