Нейтронна спектроскопія, нейтронна спектрометрія, галузь ядерної фізики, що охоплює дослідження залежності ефективного поперечного переріза взаємодії нейтронів з атомними ядрами від енергії нейтронів.
Характерною особливістю енергетичної залежності перетинів об взаємодії повільних нейтронів з ядрами є наявність так званих нейтронних резонансів — різкого збільшення (у 10—10 5 раз) поглинання і розсіяння нейтронів поблизу певних енергій ( мал. 1 ). Виборче (резонансне) поглинання нейтронів певних енергій вперше було виявлене Е. Ферма із співробітниками в 1934. Ними ж було показано, що здатність поглинати повільні нейтрони сильно міняється від ядра до ядра.
що Утворюється після захвату нейтрона високозбуджений (резонансне) стан ядра нестабільний (час життя ~10 -15 сік): ядро розпадається з випусканням нейтрона (резонансне розсіяння нейтронів) або g-кванта (радіаційний захват). Значно рідше випускаються а-частка або протон. Для деяких дуже важких ядер (U, Pu і ін.) відбувається також ділення збудженого ядра на 2, рідше на 3 уламки (див. Ядра атомного ділення ) .
Вірогідність різних видів розпаду резонансного стану ядра характеризується так званою шириною резонансів (нейтронною Г д , радіаційною Г g , ділильною Г g , а-шириною Г а і т.д.). Ця ширина входить в якості параметрів у формулу Брейта — Вігнера, яка описує залежність ефективного переріза взаємодії нейтрона з ядром від енергії нейтрона E поблизу резонансної енергії E 0 . Для кожного виду ( i ) розпаду формула Брейта — Вігнера приблизно може бути записана у вигляді:
Тут Г = Г n + Г g + Г а +...— повна ширина нейтронного резонансу, рівна ширині резонансного піку на половині висоти, g — статистичний чинник, залежний від спина і парності резонансного стану ядра.
Ефективні перерізи вимірюються за допомогою нейтронного спектрометра, основними елементами якого є джерело І моноенергетичних нейтронів з плавно змінною енергією і детектор Д нейтронів або вторинного випромінювання. Повний переріз Г визначається з відношення відліків нейтронного детектора Д з мішенню М-коду, розташованою на дорозі пучка і поза пучком ( мал. 2 , а) . При вимірі парціальних перетинів реєструється вторинне випромінювання (g-промені, вторинні нейтрони, уламки ділення і т.д.) з мішені, поміщеної на дорозі нейтронів. В області енергії £ 10 ев як нейтронного джерела інколи використовуються кристалічні нейтронні монохроматори, які встановлюються на каналі ядерного реактора і виділяють пучки нейтронів з певною енергією ( мал. 2 , би). Повертаючи кристал, змінюють енергію нейтронів (див. Дифракція часток ). Для енергії ³ 30 кев зазвичай використовують прискорювачі Ван-де-Граафа (див. Електростатичний прискорювач ), в яких моноенергетичні нейтрони утворюються в результаті ядерних реакцій типа 7 Li (p, n) 7 Ве. При зміні енергії протонів змінюється енергія нейтронів (енергетичний розкид D E ~ 1 кев ) , що вилітають .
поширенішим методом в Н. с. є метод часу прольоту, в якому використовуються нейтронні джерела з широким енергетичним спектром, що випускають нейтрони у вигляді коротких спалахів тривалістю t. Спеціальний електронний пристрій, званий тимчасовим аналізатором, фіксує інтервал часу t між нейтронним спалахом і моментом попадання нейтрона в детектор, тобто час прольоту нейтронами відстані L від джерела до детектора. Енергія нейтронів E в ев зв'язана з часом t в мксек співвідношенням:
E = (72,3 L ) 2 / t 2 . (2)
При вимірі парціальних перетинів методом часу прольоту детектор розташовують безпосередньо біля мішені.
Оскільки вторинна частка випускається практично одночасно із захватом нейтрона, то фіксується момент захвату нейтрона ядром, а, отже, визначається енергія нейтрона за часом t прольоту. Енергетичний дозвіл D E нейтронного спектрометра за часом прольоту приблизно можна представити у вигляді:
D E / E = 2t/ t . (3)
Імпульсними джерелами нейтронів зазвичай служать прискорювачі заряджених часток або стаціонарні ядерні реактори з механічними переривниками, періодично проникними нейтрони протягом часу t ~ 1 мксек. Одін з кращих нейтронних спектрометрів за часом прольоту створений в Ок-Рідже (США). Він містить лінійний прискорювач електронів з енергією 140 Мев. Електрони за рахунок гальмівного g-віпромінювання вибивають з мішені 10 11 нейтронів за час електронного імпульсу (t = 10 -8 сік ) при частоті повторення імпульсів до 1000 в 1 сек. Дозвіл D E такого спектрометра при L = 100 м-код і E = 100 ев складає 3·10 -3 ев. В Н. с. часто використовуються детектори, що виробляють сигнал, величина якого пропорційна енергії реєстрованої частки (див. Напівпровідниковий детектор, Пропорційний лічильник, Сцинтиляційний лічильник ) . Це дозволяє виміряти енергетичний спектр вторинних часток, що вилітають з мішені, що значно розширює об'єм інформації про збуджені стани ядер і механізми різних ядерних переходів і т.д.
Аналіз експериментальних даних дозволяє визначати такі характеристики резонансу, як енергія E 0 , повна Г і парціальна ширина, спин і парність резонансних станів ядер. Для більшості стабільних ядер ці характеристики відомі (принаймні E і Г n ) для десятків, а інколи і сотень резонансів. При вищих енергіях нейтронів роздільна здатність нейтронних спектрометрів стає недостатньою для виділення окремих резонансів. В цьому випадку досліджуються усереднені повні і парціальні перерізи, які дають зведення про середні характеристики резонансів.
Величини енергетичних інтервалів D між сусідніми резонансами ядра флуктуїруют. Середнє значення <D> може сильно мінятися при переході від ядра до ядра. Загальною закономірністю є зменшення <D> із збільшенням масового числа А (від 10 4 ев для А = 30 до 1 ев для U і важчих ядер). При переході від ядер з непарним А до сусідніх парних відбувається стрибкоподібне збільшення <D>, що пов'язане із зміною енергії зв'язку захоплюваного нейтрона. Нейтронна ширина резонансів Г n також флуктуїруют від резонансу до резонансу для даного ядра. Крім того, Г n зростають в середньому пропорційно E 0 1/2 , тому зазвичай користуються приведеною нейтронною шириною Г° n = Г n / E 1/2 . Середні значення нейтронної ширини <Г n > корелюють з величинами <D>. Кожна з них для різних ядер може відрізнятися в 10 3 —10 4 разів, але їх відношення S 0 = < Г n / E>/ <D>, називається силовою функцією, слабо і плавно змінюється від ядра до ядра. Залежність S 0 від А добре пояснюється за допомогою оптичної моделі ядра (див. Ядерні моделі ) .
Після захвату нейтрона ядро переходить у високозбуджений стан, нижче за яке зазвичай розташована безліч ін. станів. Його розпад з випусканням g-квантів може відбуватися багатьма дорогами через різні проміжні рівні. Це приводить до того, що повна радіаційна ширина Г g - для кожного резонансу є усередненою по великому числу доріг розпаду, а отже, мало змінюється від резонансу до резонансу і плавно міняється від ядра до ядра. Зазвичай повна радіаційна ширина при переході від середніх ядер ( A » 50) до важких ( А » 250) змінюється приблизно від 0,5 ев до 0,02 ев. В той же час радіаційна ширина, що характеризує вірогідність g-переходу на даний проміжний рівень, сильно флуктуїруют від резонансу до резонансу, як і нейтронна ширина. Спектр g-променів розпаду нейтронних резонансів дає інформацію про стан, що розпадається (спин, чіткість, набір парціальної ширини). Крім того, енергії окремих g-переходів дозволяють визначити енергії рівнів, що пролягають нижче, а інтенсивності g-переходів — спин і парність, інколи і природу рівня.
Ділильна ширина Г д також помітно флуктуїруют від резонансу до резонансу. Окрім осколків, при діленні ядер під дією нейтронів випускаються g-кванті і вторинні нейтрони. Число нейтронів складає 2—3 на 1 акт ділення і практично не міняється від резонансу до резонансу. Ця величина, а також відношення вірогідності радіаційного захвату і ділення грають важливу роль при конструюванні ядерних реакторів.
В півтора десятків ядер виявлено випускання а-часток після захвату повільних нейтронів. Для легких ядер (У, Li) цей процес є переважаючим. У середніх і важких ядрах він утруднений кулонівським бар'єром ядра. Тут в найбільш сприятливих випадках Г а в 10 4 — 10 9 раз менше за Г g . Н. с. дає в цьому випадку інформацію про високозбуджені стани ядер, про механізм а-розпаду.
Дані Н. с. важливі не лише для ядерної фізики. Реакторостроєніє потребує точних відомостей про взаємодію нейтронів з матеріалами, що діляться, а також матеріалами конструкції і захисту реакторів. Дані Н. с. використовуються для визначення елементного і ізотопного складу зразків без їх руйнування (див. Активаційний аналіз ) . В астрофізиці вони необхідні для розуміння поширеності елементів у Всесвіті.
Методи Н. с. знайшли широке вживання в дослідженнях структури твердих тіл і рідин, а також динаміки різних процесів, наприклад коливань кристалічної решітки (див. Нейтронографія ) .
Літ.: Юз Дж. Д., Нейтронні ефективні перерізи, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1959; Рей Е. Р., Експериментальна нейтронна спектроскопія, «Проблеми фізики елементарних часток і атомного ядра», 1971, т. 2, ст 4, с. 861; Франк І. М., Розвиток і вживання в наукових дослідженнях імпульсного реактора ІБР, там же, с. 805; Боллінгер Л. М., гамма-кванти при захваті нейтронів, там же, с. 885; Попів Ю. П., (N, а) — реакція — новий канал для вивчення природи нейтронних резонансів, там же, с. 925; Фізика швидких нейтронів, під ред. Дж. Маріона. і Дж. Фаулера, пер.(переведення) з англ.(англійський), т. 2, М., 1966.
