книги из ГПНТБ / Каипов Д.К. Ядерный гамма-резонанс и атомные столкновения

ее ошибкой. Величину N„.„ принимали равной iVn.n.p» №ф , определяли во время облучения источника. Для нахожде­ ния Л?цТ и iV"*^ небольшое количество вещества, приме­ няемого для получения основного источника, облучалось в реакторе и доставлялось пневмопочтой в рабочее поме­ щение. Челнок с этим источником сбрасывался в контей­ нер, распаковывался, и образец дополнительно упаковы­ вался в алюминиевую фольгу, чтобы не допустить загряз­ нения аппаратуры и помещения. Затем образец устанав­ ливали в точку измерения N * , расположенную на

фильтре перед детектором прямого пучка, и набирался спектр. Образец переставляли в точку для измерения N * T . и снова набирался спектр. Эта операция также повторя­ лась несколько раз. Если период полураспада исследуемо­ го изотопа был меньше 50 мин, то образец облучался по­ вторно. Цифровую информацию обрабатывали для полу­ чения N*Sn, JV"*T с их ошибками.

Величины iV p , Nn.n, JV* и 2V*т нормировались по вре­

нец измерения, t2 — начало измерения 2V*т , a t$ — конец,

период полураспада данного изотопа.

Из нормированных величин, полученных для каждой серии измерений, вычислялись среднеарифметические зна­ чения со среднеквадратичной ошибкой, которая почти во< всех измерениях оказывалась больше статистической. За ошибку принималась большая из этих величин.

Влияние облучения на состояние источника

Как указывалось выше, все используемые нами источ­ ники были получены облучением изотопов на реакторе пу­ тем п—^-реакции (радиационного захвата тепловых ней-

•тронов). Известно, что облучение иногда может привести к коренным изменениям в строении вещества. Например, быстрые нейтроны при общем потоке 1 0 2 0 га/еж2 превра­ щают кристаллический кварц в аморфный [22].

Поскольку наши исследования непосредственно связа­ ны с кристаллической структурой, в частности с межъ­ ядерными расстояниями изучаемых веществ, целесообраз­ но остановиться на некоторых особенностях радиацион­ ных повреждений в кристаллических веществах после их облучения.

Установлено, что интенсивность радиационных нару­ шений зависит от двух факторов: вида и энергии облуче­ ния, а также от строения и свойств облучаемого кристалла. Чем плотнее кристаллическая упаковка вещества, т. е., чем меньшим свободным объемом оно характеризуется, тем меньше вероятность возникновения радиационных на­ рушений. При упоминаемом выше облучении нейтронами (102 0 п/см2) полиморфная модификация кварца, отличаю­ щаяся более плотной упаковкой, не изменяется.

Минимальная энергия, необходимая для смещения иона из узла решетки, при упругом столкновении для ней­ трона равна 291 эв, а для 7-квантов — 0,36 Мэв [22]. Та­ ким образом, радиационные нарушения при захвате теп­ ловых нейтронов будут возникать за счет 7-квантов (п—7- реакция). Энергия ядер отдачи, возникающих при вылете 7-кванта, может быть порядка 103 эв. Число смещений пер­ вично выбитым атомом с начальной энергией Е опреде­ ляется формулой [21]

Следовательно, число радиационных нарушений может оказаться достаточно 'большим. La— энергия атома, вы­ ше которой вся энергия теряется на возбуждение электро­ нов, а ниже — на смещение атомов (рис. 17).

При облучении металлов мы имеем дело в основном с плотнейшими, т. е. более устойчивыми к облучению, упа-

ковками. Кроме этого, такие факторы, как малое время облучения для короткоживущих изотопов и небольшое со­ держание исследуемого изотопа в естественной смеси..

8-Ю' -

4-Ю"

НО"

Рис. 17. Зависимость начала упругих взаимодей­ ствий от атомного номера.

уменьшают вероятность нарушений. Главный же фактор, который может полностью исключить все радиационные потери, — это последующий отжиг кристаллов.

В работе [84] подробно описан эффект термического от­ жига радиационных нарушений решетки. Оказывается, что для кристаллов с малой энергией кристаллической ре­ шетки отжиг может произойти даже при комнатной тем­ пературе. Поскольку в зоне реактора эта температура зна­ чительно выше, можно предполагать, что к моменту измерений ядерного резонансного рассеяния радиацион­ ные нарушения в значительной степени восстанавливают­ ся. Этой же точки зрения придерживался, например, Камминг с сотр. [61] при исследовании ЯРР на 6 3 Z n . Для полу­ чения источника они облучали медь протонами с энергией 10 Мэв. Считалось, что при температуре облучения 5 0 — 100° одновременно с образованием радиационных нару­ шений происходил и их отжиг.

При использовании в качестве источников твердых соединений (см. главу 6) кристаллы под действием облуче­ ния могут дополнительно разрушаться и в результате об­ разуются свободные радикалы. В ионных кристаллах, на-

пример, это происходит за счет отрыва электрона от анио­ на. Однако, как известно из работы [85], подобные радика­ лы в большинстве случаев неустойчивы.

Чтобы проверить справедливость предположений о со­ хранении структуры источника, мы провели соответст­ вующие рентгенографические исследования кристаллов. Снимались дифрактограммы ряда веществ (V, AI2O3, АЮОН) на приборе УРС-50-ИМ до и после облучения. Ре­ зультаты показали абсолютную идентичность полученных спектров (рис. 18).

72 68 « И 55 52 50 Hi НО 16 36 ІІ П її

—Q°

Рис. 18. Рентгеновские спектры до первого и после второго облучения (образцы приготавливались на парафиновой основе).

Для жидких источников при анализе действия излу­ чения на растворы получено [86], что энергия излучения поглощается молекулами растворителя. Прямое действие излучения на растворенные вещества обычно несущест­ венно. Поэтому изменения, которые происходят под дейст­ вием излучения, не могут явиться препятствием для ис­ следования ядерного резонансного рассеяния и с жидкими источниками.

Г Л А В А 4

ЯДЕРНОЕ 7-РЕЗОНАНСНОЕ РАССЕЯНИЕ С Ж И Д К И М И ИСТОЧНИКАМИ

Постановка задачи

Как известно, жидкость представляет собой плотную, в среднем неупорядоченную систему. Проблема описания подобных систем в настоящее время пока не решена. Ашкрофт [87] отметил, что «теория жидкого состояния по сравнению с кинетической теорией газов и современной теорией твердого тела все еще находится в младенческом состоянии». Прежде всего это касается вопроса о межатом­ ных и межионных силах.

Действительно, сведения о потенциалах взаимодейст­ вия в газовых средах можно получить различными путя­ ми, в частности, при изучении кинетических свойств газов [88] или процесса упругого рассеяния атомов методом мо­ лекулярного пучка [89]. Однако экспериментальных дан­ ных о взаимодействии атомов в жидкостях пока мало [88]. Поэтому несомненный интерес представляют описывае­ мые ниже эксперименты по ядерному ^-резонансному рас­ сеянию с жидкими источниками, с помощью которых мо­ гут быть определены эффективные радиусы взаимодейст­ вия атомов низких энергий (20—200 эв) в жидкости, а также выбран вид потенциала отталкивания атомов для этой области энергий.

В проведенных экспериментах источниками были вод­ ные растворы солей или щелочей исследуемых элементов. Сечение ядерного ^-резонансного рассеяния при использо­ вании таких источников непосредственно зависит от про­ цесса торможения ядер отдачи в водной среде. Эта зависи­ мость выражается через величину микроспектра Р(ЕР).

При выводе формул (см. главу 2) для расчетов Р ( Е Р ) прини­ малось, что вся энергия системы кинетическая, ядра от­ дачи не имеют углового момента, а молекулы воды в на­ чальном состоянии находятся в покое.

Из сравнения экспериментально найденных значений сечения ЯРР и теоретически рассчитанных определялись параметры торможения L и средние длины свободного пробега I.

Среднее расстояние между молекулами в воде, по дан-

о

ным рентгеноструктурного анализа [90], равно 2,9 А . От­ сюда эффективные радиусы взаимодействия ионов отдачи

о

с молекулами воды выражаются как Лэфф =(2,9 — I) А . Исходя из экспериментально полученной зависимости І?„ФФ от заряда, мы исследовали применимость того или иного вида потенциала для объяснений взаимодействия атомных систем в жидких средах в области малых энер­ гий.

Эффективные радиусы взаимодействия

Как следует из сказанного, для получения эффектив­ ных радиусов взаимодействия необходимо знать величину сечения ядерного ^-резонансного рассеяния. Используя в качестве ^-источников радиоактивные изотопы 2 4 Na, 2 8 А1,

торможения для экспериментальной величины сечения

о

ЯРР равно (6,4 ±0,7) А, а так как для столкновения масс Si и Н 2 0 коэффициент /=0,308, то эффективный радиус

хода (3(2180) 7*(1594) более чем на порядок выше значения Р(ЕР) для остальных каскадов. Следовательно, основной вклад в сечение ЯРР вносит (3(2180)—7*(1594)- распад. Каскады (3(13 50)73 (328)72 (487)YI*(1594) И (3(1670) Y2 (487)YI*(1594) не учитывались совсем: первый — из-за большого времени жизни уровней 328 и 487 кэв, второй —

параметра торможения для конденсированных источ­

В нашем эксперименте источником был водный раствор

тем же источником. В качестве резонансного рассеивателя

применялись соединения Ce(N03 )3 и Се2(в04)з, которыми заполнялась кассета из органического стекла размером 2 5 X 2 5 X 5 см. Содержание Се равнялось 3500 г. Для нере­ зонансного рассеивателя использовался лист 2 5 X 2 5 X 1 см металлического Cd. В процессе эксперимента рассеиватели менялись каждые 25 мин. Распад за это время составил менее 2 % . Для компенсации этого небольшого изменения активности порядок измерения с рассеивателями чередо­ вался. В связи с тем, что измерения проводились в течение относительно длительного времени, периодически снима-