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.
Методы Н. с. нашли широкое применение в исследованиях структуры твёрдых тел и жидкостей, а также динамики различных процессов, например колебаний кристаллической решётки (см. Нейтронография ) .
Лит.:Юз Дж. Д., Нейтронные эффективные сечения, пер. с англ., М., 1959; Рей Е. Р., Экспериментальная нейтронная спектроскопия, «Проблемы физики элементарных частиц и атомного ядра», 1971, т. 2, в. 4, с. 861; Франк И. М., Развитие и применение в научных исследованиях импульсного реактора ИБР, там же, с. 805; Боллингер Л. М., Гамма-кванты при захвате нейтронов, там же, с. 885; Попов Ю. П., (N, a) - реакция - новый канал для изучения природы нейтронных резонансов, там же, с. 925; Физика быстрых нейтронов, под ред. Дж. Мариона. и Дж. Фаулера, пер. с англ., т. 2, М., 1966.
Л. Б. Пикельнер, Ю. П. Попов.
Рис. 1. Зависимость суммарного эффективного сечения s поглощения и рассеяния нейтронов от их энергии Е.
Рис. 2. Схемы нейтронных спектрометров: а - с моноэнергетическим источником И, б - с кристаллическим монохроматором на канале ядерного реактора; Д - нейтронный детектор; М - поглощающая или рассеивающая мишень; К - коллиматор.
Нейтронные детекторы
Нейтро'нные дете'кторы,приборы для регистрации нейтронов. Действие Н. д. основано на регистрации вторичных частиц, образующихся в результате взаимодействия нейтронов с атомными ядрами. Для регистрации медленных нейтронов используются ядерные реакции расщепления лёгких ядер под действием нейтронов [ 10В (n, a) 7 Li, 6Li (n, a) 3H и 3He (n, p) 1H] с регистрацией a-частиц и протонов; деления тяжёлых ядер с регистрацией осколков деления (см. Ядра атомного деление ) ; радиационный захватнейтронов ядрами (n, g) с регистрацией g-квантов, а также возбуждения искусственной радиоактивности. Для регистрации a-частиц, протонов и осколков деления применяются ионизационные камеры и пропорциональные счётчики,которые заполняют газообразным BF 3и др. газами, содержащими В или 3H, либо покрывают их стенки тонким слоем твёрдых В, Li или делящихся веществ. Конструкция и размеры таких камер и счётчиков разнообразны. Пропорциональные счётчики могут достигать 50 ммв диаметре и 2 мдлины (СНМ-15). Наибольшей эффективностью к тепловым нейтронам обладают Н. д., содержащие 10B или 3He. Для регистрации медленных нейтронов используются также сцинтилляционные счётчики (на кристаллах Lil с примесью Eu, на сцинтиллирующих литиевых стеклах, либо смеси борсодержащих веществ и сцинтиллятора ZnS). Эффективность регистрации тепловых нейтронов в этом случае может достигать 40-60%. В Объединённом институте ядерных исследований создан сцинтилляционный Н. д., в котором регистрируются акты радиационного захвата. Он предназначен для нейтронов с энергией до 10 кэви имеет эффективность - 20-40%.
Эффективность регистрации быстрых нейтронов перечисленными детекторами в сотни раз меньше, поэтому быстрые нейтроны предварительно замедляют в парафиновом блоке, окружающем Н. д. (см. Замедление нейтронов ) .Специально подобранные форма и размеры блоков позволяют получить практически постоянную эффективность регистрации нейтронов в диапазоне энергии от нескольких кэвдо 20 Мэв(всеволновой счётчик). При непосредственном детектировании нейтронов с энергиями ~ 100 кэвобычно используется упругое рассеяние нейтронов в водороде или гелии или регистрируются ядра отдачи. Так как энергия последних зависит от энергии нейтронов, то такие Н. д. позволяют измерять энергетический спектр нейтронов. Сцинтилляционные Н. д. также могут регистрировать быстрые нейтроны по протонам отдачи в органических и водородсодержащих жидких сцинтилляторах. Некоторые тяжёлые ядра, например 238U и 232Th, делятся только под действием быстрых нейтронов. Это позволяет создавать пороговые Н. д., служащие для регистрации быстрых нейтронов на фоне тепловых.
Для регистрации продуктов ядерных реакций нейтронов с ядрами В и Li, протонов отдачи и осколков деления используются также ядерные фотографические эмульсии.Этот метод особенно удобен в дозиметрии,так как позволяет определить суммарное число нейтронов за время облучения. При делении ядер энергия осколков столь велика, что они производят заметные механические разрушения. На этом основан один из способов их обнаружения: осколки деления замедляются в стекле, которое затем травится плавиковой кислотой; в результате следы осколков можно наблюдать под микроскопом.
Возбуждение искусственной радиоактивности под действием нейтронов используется для регистрации нейтронов, особенно при измерениях плотности потока нейтронов, так как число распадов (активность) пропорционально потоку нейтронов, прошедшему через вещество (измерение активности можно производить после прекращения облучения нейтронами). Существует большое количество различных изотопов, применяемых в качестве радиоактивных индикаторов нейтронов разных энергий E.В тепловой области энергий наибольшее распространение имеют 55Mn, 107Ag, 197Au: для регистрации резонансных нейтронов применяют 55Mn ( E= 300 эв) , 59Co ( E=100 эв), 103Rh, 115In ( E= 1,5 эв) , 127I ( E =35 эв) , 107Ag, 197Au ( E= 5 эв) .В области больших энергий используют пороговые детекторы 12C ( E= 20 Мэв) , 32S ( E =0,9 Мэв) и 63Cu ( E= 10 Мэв) (см. Нейтронная спектроскопия ) .
Лит.:Аллен В. Д., Регистрация нейтронов, пер. с англ., М., 1962; Власов Н. А., Нейтроны, 2 изд., М., 1971.
Б. Г. Ерозолимский, Ю. А. Мостовой.
Нейтронные звёзды
Нейтро'нные звёзды,одна из возможных конечных стадий эволюции звёзд большой массы; вещество нейтронной звезды состоит из
нейтронов
с малой примесью электронов, протонов и более тяжёлых ядер. На возможность существования Н. з. впервые указал Л. Д.
Ландау
(1932) сразу же после открытия нейтрона (Дж.
Чедвик,1932). В 1934 американские астрономы У. Бааде и Ф. Цвикки предположили, что Н. з. могут образовываться при вспышках
сверхновых звёзд.Из теории эволюции звёзд следует, что у массивных звёзд на стадии почти полного «выгорания» ядерного горючего в их центральной области может произойти катастрофически быстрое гравитационное сжатие - гравитационный коллапс (см.
Коллапс гравитационный
)
.При коллапсе плотность вещества возрастает настолько, что достигается состояние, когда нейтроны становятся устойчивее протонов. В этих условиях происходит превращение протонов и стабильных атомных ядер в нейтроны и атомные ядра с избытком нейтронов (нейтронизация вещества). Для такого процесса необходимы плотности r ³ 10
10
г/см
3.При плотностях r ³ 10
12
г/см
3и температурах
ТЈ 10
10К, характерных для Н. з., вещество представляет собой вырожденный нейтронный газ (см.
Вырожденный газ
)
.Механическое равновесие Н. з. связано с компенсацией сил тяготения давлением вырожденного газа нейтронов. Для равновесного устойчивого состояния Н. з. характерны следующие параметры (в среднем): масса
~ 2Ч10
33
г, т. е. равна массе Солнца
,радиус
R~ 2Ч10
6
см=
20
км(
=7Ч10
10
см)
,плотность r ~ 2Ч10
14
г/см
3(
= 1,4
г/см
3); давление
р~ 10
33-10
34
дин/см
2
;минимальный период вращения 10
-3
сек.Магнитное поле Н. з. достигает ~ 10
12
гс(среднее магнитное поле Солнца ~ 1
гс)
.Средняя плотность Н. з. близка к ядерной плотности вещества или даже превосходит её, поэтому строение и свойства Н. з. обусловлены в значительной мере
ядерными силами.Кроме того, для Н. з. характерна большая величина гравитационной
энергии связи
(~ 10
53
эрг)
,что приводит к появлению существенных поправок к ньютоновской теории тяготения, следующих из общей теории относительности (см.
Тяготение
)
.Учёт этих двух факторов имеет принципиальное значение при расчёте внутреннего строения Н. з. Из расчётов следует, что теоретически ожидаемая масса Н. з. ЖЛ заключена в пределах 0,05
, где
,причём разброс вычисленных значений обусловлен трудностями в учёте действия ядерных сил. Большинство существующих теорий связывает образование Н. з. со вспышками сверхновых звёзд, так как гравитационный коллапс звезды при определённых условиях сопровождается мощным взрывом, выбрасывающим в пространство внешние слои звезды. Н. з. были открыты в 1967 по пульсации их радиоизлучения (эти звёзды назвали
пульсарами
)
,причём ряд пульсаров определенно связан с остатками сверхновых (в частности, пульсар PSR 0532 в
Крабовидной туманности
)
.
Лит.:Дайсон Ф., Тер Хаар Д., Нейтронные звёзды и пульсары, пер, с англ., М., 1973; Тейлер Р., Строение и эволюция звёзд, пер. с англ., М., 1973; Зельдович Я. Б., Новиков И. Д., Теория тяготения и эволюция звёзд, М., 1971.
В. С. Имшенник.
Нейтронные источники
Нейтро'нные исто'чники,источники нейтронных пучков. Применяются в ядерно-физических исследованиях и в практических приложениях (см., например, Нейтронный каротаж, Нейтронография) .Все Н. и. характеризуются: мощностью (число нейтронов, испускаемых в 1 сек) ,энергетическим и угловым распределением, поляризацией нейтронов и режимом испускания (непрерывным или импульсным). В первых Н. и. для получения нейтронов использовались ядерные реакции (a, n) на ядрах 7Be или 10B, а также фоторасщепление дейтрона или ядра Be, т. е. реакция (g, n). В первом случае Н. и. представляет собой равномерную механическую смесь порошков 7 Beи радиоактивного изотопа, испускающего a-частицы (Ra, Po, Pu и др.), запаянную в ампулу. Соотношение количеств Be и, например, Ra ~ 1/ 5(по весу). Их мощность определяется допустимым количеством a-активного препарата. Обычно активность Ј 10 кюри,что соответствует испусканию ~ 10 7-10 8 нейтронов в 1 сек(см. табл.). Н. и. со смесью Ra + Be и Am + Be являются одновременно источниками интенсивного g-излучения (10 4-10 5g-квантов на 1 нейтрон). Н. и. со смесью Po + Be и Pu + Be испускают только 1 g-квант на 1 нейтрон.
В случае фотонейтронного ампульного источника ампула содержит полый цилиндр или шар из Be или с тяжёлой водой D 2O, внутри которого размещается источник g-излучения. Энергия g-квантов должна быть выше пороговой энергии фоторасщепления ядер D или Be (см. Фотоядерные реакции ) .Недостаток такого Н. и. - интенсивное g-излучение; применяется в тех случаях, когда нужно простыми средствами получить моноэнергетические нейтроны. В ампульных Н. и. используется также спонтанное деление тяжёлых ядер (см. Ядра атомного деление ) .
После появления ускорителей заряженных частиц для получения нейтронов стали использоваться реакции (р, n) и (d, n) на лёгких ядрах, а также реакции (d, pn). В специальных ускорительных трубках протоны и дейтроны ускоряются в электрическом поле, создаваемом напряжением ~ 10 5-10 7 в.Такие нейтронные генераторы разнообразны по размерам и характеристикам (см. рис. ). Некоторые из них размещаются на площади 50-100 м 2и обладают мощностью - 10 12-10 13нейтронов в 1 сек(энергию можно варьировать от 10 5до 10 7 эв). Существуют и миниатюрные ускорительные трубки (диаметры 25-30 мм) ,испускающие 10 7-10 8нейтронов в 1 сек,которые используются в нейтронном каротаже.
Для получения нейтронов с энергиями 2-15 Мэвнаиболее употребительны реакции D (d, n) 3He и T (d, n) 4He. Мишенью служит гидрид металла (обычно Zr или Ti) с дейтерием или тритием. В реакции D + d значительный выход нейтронов наблюдается уже при энергии дейтронов ~ 50 кэв.Энергия нейтронов при этом ~ 2 Мэви растет с ростом энергии протонов. Для нейтронов с энергией 13-20 Мэвпредпочтительнее реакция Т + d, дающая больший выход нейтронов. Например, при энергии дейтронов 200 кэвиз толстой тритиево-циркониевой мишени вылетают нейтроны с энергией ~ 14 Мэвв количестве 10 8в 1 секна 1 мккдейтронов.
Характеристики наиболее распространённых ампульных нейтронных источников.
| Ядерная реакция | Период полураспа- да | Число нейтронов в 1 секна 1 кюри | Энергия нейтронов в Мэв |
| Реакция (a, n) Ra + Be Rn + Be Po + Be Pu + Be Am + Be | 1620 лет 3,8 сут139 сут24 тыс. лет 470 лет | 10 710 710 610 610 6 | Сплошной спектр от 0,1 до 12 с максимумом в области 3-5 |
| Реакция (g, n) Ra + D 2O MsTh + Be MsTh + D 2O 140La + Be 140La + D 2O 124Sb + Be 72Ca + D 2O 24Na + Be 24Na + D 2O | 1620 лет 6,7 года 6,7 года 40 ч 40 ч 60 сут 14,1 ч 14,8 ч 14,8 ч | 10 4-10 5 | 0,12 0,83 0,2 0,62 0,15 0,024 0,13 0,83 0,22 |
| Спонтанное деление | Число нейтронов на 1 мг | Сплошной спектр 0,1-12 с максимумом в области 1, 5 | |
| 236Pu 240Pu 244Cm 252Cf | 2,9 года 6,6Ч10 3лет 18,4 года 2,6 года | 26 1,1 9Ч10 32,7Ч10 9 |
Реакция (р, n) на ядрах 7 Liи др. удобна для получения моноэнергетических нейтронов в широком диапазоне энергии. Она обычно используется в электростатических ускорителях . Для получения нейтронов более высоких энергий (~ 10 8 эв) используются реакции (р, n) и (d, pn) на пучках протонов и дейтронов высоких энергий. Реакция (р, n) осуществляется за счёт непосредственного выбивания нейтрона из ядра (без промежуточной стадии возбуждения ядра), а также за счёт перезарядки летящего нуклона в поле ядра. Нейтроны вылетают в этом случае преимущественно вперёд (по направлению протонного пучка), они монохроматичны при фиксированном угле вылета. Реакция (d, pn) (развал дейтрона в поле ядра) приводит к генерации нейтронов с энергией, равной 1/ 2энергии дейтрона.
В качестве Н. и. используются также электронные ускорители. Интенсивные пучки быстрых электронов направляются на толстые мишени из тяжёлых элементов (Pb, U). Возникающие тормозные g-кванты (см. Тормозное излучение ) вызывают реакцию (g, n) или деление ядер, сопровождающееся испусканием нейтронов. Все нейтронные генераторы могут работать как в непрерывном, так и импульсном режимах.
Самые мощные источники нейтронов - ядерные реакторы . Нейтронный пучок, выведенный из реактора, содержит нейтроны с энергиями от долей эвдо 10-12 Мэв.В мощных реакторах плотность потока нейтронов в центре активной зоны реактора достигает 10 15нейтронов в 1 секс 1 см 2(при непрерывном режиме работы). Импульсные реакторы , работающие в режиме коротких вспышек, создают более высокую плотность потока нейтронов, например импульсный реактор на быстрых нейтронах в Объединённом институте ядерных исследований (ИБР) имеет в момент вспышки в центре активной зоны 10 20нейтронов в 1 секс 1 см 2 .
Лит.:Власов Н. А., Нейтроны, 2 изд., М., 1971; Портативные генераторы нейтронов в ядерной геофизике, под ред. С. И. Савосина, М., 1962.
Б. Г. Ерозолимский.
Нейтронные генераторы.
Нейтронный каротаж
Нейтро'нный карота'ж,метод геофизических исследований, основанный на взаимодействии нейтронов с веществом горных пород. В скважину опускают толстостенную стальную гильзу, содержащую нейтронный источник и детектор, регистрирующий вторичное излучение. Последнее возникает в результате взаимодействия нейтронов с атомными ядрами породы (см. Нейтронные детекторы ). Между источником и детектором устанавливается фильтр из парафина, Pb или Bi, препятствующий прямому попаданию нейтронов из источника в детектор. Сигналы детектора, усиленные и сформированные с помощью электронных устройств, передаются по кабелю наверх для регистрации и анализа. Перемещая гильзу вдоль скважины ( рис. ), записывают каротажную диаграмму - зависимость скорости счёта сигналов от глубины. Н. к. был впервые осуществлен в США (Б. М. Понтекорво , 1941), в СССР развитие Н. к. связано с именами Б. Б. Лапука и Г. Н. Флёрова .
Существует около 10 вариантов Н. к., отличающихся типом нейтронного источника, видом вторичного излучения, а также характером получаемой информации. В случае нейтрон-нейтронного каротажа регистрируются тепловые нейтроны, образующиеся в результате замедления в горной породе быстрых нейтронов источника (см.