 |
|
|
|
()ModernLib.Net / / / () - (. 26)
Если U -средний по объёму среды потенциал взаимодействия нейтронов с ядрами, то при попадании в среду нейтрон должен совершить работу. Его начальная кинетическая энергия E= mv 2/2 в среде уменьшается: E 1= E- U.При U> 0 скорость нейтронов в среде уменьшается v 1< v,l 1 > l и n< 1 .При U< 0 скорость возрастает и n> 1. Если ввести для нейтронных волн величину, аналогичную диэлектрической проницаемости:e = n 2,то: e = l 2/l 1 2= v 1 2/v 2= E 1/ E. Потенциал U= h 2Nb/2p m,откуда: e = n 2= 1 - h 2Nb/p m 2v 2. (2) Здесь b -когерентная длина рассеяния нейтронов ядрами, a N -число ядер в единице объёма среды. Для большинства веществ b> 0, и формуле (2) можно придать вид:
Нейтроны со скоростью v< v 0имеют энергию E< U,для них n 2< 0, т. е. показатель преломления мнимый. Такие нейтроны не могут преодолеть силы отталкивания среды и полностью отражаются от её поверхности. Они получили название ультрахолодных нейтронов.Для металлов v 0~ м/сек(например, для Cu v 0= 5,7 м/сек) . Скорость тепловых нейтронов в несколько сот раз больше, чем ультрахолодных, и nблизко к 1 (1 - n» 10 -5) .При скользящем падении на поверхность плотного вещества пучок тепловых нейтронов также испытывает полное отражение, аналогичное полному внутреннему отражению света. Это имеет место при углах скольжения j Ј j кр, т. е. при углах падения
Критический угол определяется из условия:
Например, для меди j кр= 9,5'. Можно показать, что условие полного отражения (4) эквивалентно требованию: v zЈ v 0,где v z-компонента скорости нейтрона, нормальная к отражающей поверхности. Скорость холодных нейтронов в несколько раз меньше, чем тепловых, а угол j кр- соответственно больше. Полное отражение используется для транспортировки тепловых и холодных нейтронов с минимальными потерями от ядерного реактора к экспериментальным установкам (расстояния ~ 100 м) .Это осуществляется с помощью зеркальных нейтроноводов - вакуумированных труб, внутренняя поверхность которых отражает нейтроны. Зеркальные нейтроноводы делают из меди или стекла (с напыленным металлом или без него). В действительности коэффициент отражения нейтронов всегда немного меньше единицы. Это связано с тем, что ядра не только рассеивают нейтроны, но и поглощают их. Учёт поглощения приводит к уточнению формулы (3):
Здесь s - эффективное поперечное сечение всех процессов, приводящих к ослаблению нейтронного пучка. Для холодных и ультрахолодных нейтронов существенна сумма сечений захвата и неупругого рассеяния, величина которых обратно пропорциональна скорости v.Поэтому произведение s vне зависит от v.Это означает, что e и nдля нейтронов, как и в оптике, комплексные величины: e = e’ + ie’’ , n = n’+ in’’.Для ультрахолодных нейтронов действительная часть e, т. е. e' < 0 и n’’> n’.В случае света это характерно для металлов, и отражение ультрахолодных нейтронов от многих веществ аналогично отражению света от металлов с чрезвычайно высокой отражательной способностью (см. Металлооптика ) .Если b< 0 ,то в формуле (5) перед членом v 0 2/v 2стоит знак + и e > 1 (возрастает с уменьшением v) .Такие вещества отражают и преломляют очень медленные нейтроны, как диэлектрики свет. Формулу (2) легко обобщить на случай присутствия в среде магнитного поля, добавив к энергии Uвзаимодействия нейтронов со средой энергию магнитного взаимодействия ± m В,где m - магнитный момент нейтрона, В -магнитная индукция (знаки ± относятся к двум возможным ориентациям магнитного момента нейтрона относительно вектора В,т. е. к двум поляризациям нейтронного пучка): n 2= 1 - h 2 Nb/p m 2 v 2± 2m B/ mv 2 (6) Выбором материала для отражающего зеркала, магнитного поля и угла скольжения можно добиться того, чтобы нейтроны одной из двух поляризаций испытывали полное отражение, а другой - нет. Подобное устройство используется для получения пучков поляризованных нейтронов и для определения степени их поляризации. На принципах Н. о. основан ряд устройств, используемых как в экспериментальной технике, так и для решения практических задач: нейтронные зеркала, прямые и изогнутые нейтроноводы полного внутреннего отражения, нейтронные кристаллические монохроматоры, зеркальные и кристаллические поляризаторы и анализаторы нейтронов, устройства, позволяющие фокусировать нейтронные пучки, преломляющие призмы, нейтронный интерферометр и т.д. Дифракция нейтронов широко применяется для исследования субмикроскопических свойств вещества: атомно-кристаллической структуры, колебаний кристаллической решётки,магнитной структуры и её динамики (см. Нейтронография ) .
Лит.:Ферми Э., Лекции по атомной физике, пер. с англ., М., 1952; Юз Д., Нейтронная оптика, пер. с англ., М., 1955; Гуревич И. И., Тарасов Л. В., Физика нейтронов низких энергии, М., 1965; Франк И. М., Некоторые новые аспекты нейтронной оптики, «Природа», 1972, № 9. См. также лит. при ст. Нейтронография . Ю. М. Останевич, И. М. Франк. Нейтронная радиография Нейтро'нная радиогра'фия,получение изображения образца в результате воздействия на фоточувствительный слой вторичных излучении, возникающих в образце при облучении его нейтронами. Н. р. применяется главным образом для исследования металлов, сплавов, минералов с целью выявления наличия и размещения в них различных примесей (см. Дефектоскопия ) .В результате захвата нейтрона ядра становятся радиоактивными (см. Нейтронная спектроскопия, Медленные нейтроны) .Метод Н. р. основан на разной вероятности захвата нейтронов различными атомными ядрами. Если облученный нейтронами образец (обычно тонкая пластинка) совместить с фотоплёнкой, то на проявленном снимке получаются участки с различной степенью почернения (нейтронная фотография). Более тёмные участки соответствуют ядрам, которые сильнее поглощают нейтроны. Наличие и размещение некоторых примесей в образце можно определять не только по вторичным излучениям, но также по ослаблению первичного нейтронного потока в результате поглощения нейтронов ядрами примесей. Между образцом и фотослоем помещают фольгу из элемента, который становится под действием нейтронов b-активным (Ag, Dy, In). В этом случае более светлые пятна соответствуют более сильному поглощению нейтронов. 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 10-10 5раз) 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 -15сек): 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 Eвблизи резонансной энергии E 0 .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 Ј 10 эвв 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 кэвобычно используют ускорители Ван-де-Граафа (см. Электростатический ускоритель ), в которых моноэнергетические нейтроны образуются в результате ядерных реакций типа 7Li (p, n) 7Be. При изменении энергии протонов изменяется энергия вылетающих нейтронов (энергетический разброс D E~ 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 tмежду нейтронной вспышкой и моментом попадания нейтрона в детектор, т. е. время пролёта нейтронами расстояния Lот источника до детектора. Энергия нейтронов Eв эвсвязана со временем tв мксексоотношением: E= (72,3 L) 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 tпролёта. Энергетическое разрешение D Eнейтронного спектрометра по времени пролёта приближённо можно представить в виде: D E/ 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 10 11нейтронов за время электронного импульса (t = 10 -8 сек) при частоте повторения импульсов до 1000 в 1 сек.Разрешение D Eтакого спектрометра при L= 100 ми 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 0, полная Г и парциальные ширины, спин и чётность резонансных состояний ядер. Для большинства стабильных ядер эти характеристики известны (по крайней мере Eи 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
Dмежду соседними резонансами ядра флуктуируют. Среднее значение
После захвата нейтрона ядро переходит в высоковозбужденное состояние, ниже которого обычно расположено множество др. состояний. Его распад с испусканием g-квантов может происходить многими путями через различные промежуточные уровни. Это приводит к тому, что полная радиационная ширина Г g- для каждого резонанса является усреднённой по большому числу путей распада, а следовательно, мало изменяется от резонанса к резонансу и плавно меняется от ядра к ядру. Обычно полная радиационная ширина при переходе от средних ядер ( A» 50) к тяжёлым ( А» 250) изменяется примерно от 0,5 эвдо 0,02 эв.В то же время радиационные ширины, характеризующие вероятность g-перехода на данный промежуточный уровень, сильно флуктуируют от резонанса к резонансу, как и нейтронные ширины. Спектр g-лучей распада нейтронных резонансов даёт информацию о распадающемся состоянии (спин, чёткость, набор парциальных ширин). Кроме того, энергии отдельных g-переходов позволяют определить энергии нижележащих уровней, а интенсивности g-переходов - спин и чётность, иногда и природу уровня. Делительные ширины Г дтакже заметно флуктуируют от резонанса к резонансу. Помимо осколков, при делении ядер под действием нейтронов испускаются g-кванты и вторичные нейтроны. Число нейтронов составляет 2-3 на 1 акт деления и практически не меняется от резонанса к резонансу. Эта величина, а также отношение вероятностей радиационного захвата и деления играют важную роль при конструировании ядерных реакторов. У полутора десятков ядер обнаружено испускание a-частиц после захвата медленных нейтронов. Для лёгких ядер (В, Li) этот процесс является преобладающим. В средних и тяжёлых ядрах он затруднён кулоновским барьером ядра. Здесь в наиболее благоприятных случаях Г aв 10 4 -10 9раз меньше Г g .Н. с. даёт в этом случае информацию о высоковозбуждённых состояниях ядер, о механизме a-распада. Данные Н. с. важны не только для ядерной физики. Реакторостроение нуждается в точных сведениях о взаимодействии нейтронов с делящимися материалами, а также материалами конструкции и защиты реакторов. Данные Н. с. используются для определения элементного и изотопного состава образцов без их разрушения (см. Активационный анализ ) .В астрофизике они необходимы для понимания распространённости элементов во Вселенной. 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 11, 12, 13, 14, 15, 16, 17, 18, 19, 20, 21, 22, 23, 24, 25, 26, 27, 28, 29, 30, 31, 32, 33, 34, 35, 36, 37, 38, 39, 40, 41, 42, 43, 44, 45, 46, 47, 48, 49, 50, 51, 52, 53, 54, 55, 56, 57, 58, 59, 60, 61, 62, 63, 64, 65, 66, 67, 68, 69, 70, 71, 72, 73, 74, 75, 76, 77, 78, 79, 80, 81, 82, 83, 84, 85, 86, 87, 88, 89, 90, 91 |
|||||||
