Экспериментальная установка ИРЕН

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

СОДЕРЖАНИЕ

ВВЕДЕНИЕ

1. ТЕОРИЯ ЭКСПЕРИМЕНТА

1.1 Резонансный характер возбужденных состояний компаунд-ядер

1.2 Спектрометр нейтронов по времени пролёта

1.3 Нейтронные сечения. Формула Брейта - Вигнера

1.4 Измерения нейтронных сечений. Некоторые свойства в нейтронных резонансах

2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА

2.1 Импульсный источник резонансных нейтронов ИРЕН

2.2 Большой жидкостный детектор

3. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ

3.1 Эксперимент

3.2 Обработка экспериментальных данных

3.3 Результаты работы

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

СПИСОК ИСПОЛЬЗОВОННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ

ВВЕДЕНИЕ

Нейтронная спектроскопия - раздел нейтронной физики, в котором изучается энергетическая зависимость эффективных сечений взаимодействия нейтронов с ядрами и свойства образующихся при этом возбужденных состояний ядер. Нейтронная спектроскопия является мощным, а в ряде случаев - уникальным методом исследования атомных ядер и конденсированных сред. Ее результаты широко используются в различных областях науки и техники:

· В ядерной физике - структура и динамика высоковозбужденных ядер, механизмы распада возбужденных состояний поиски квантового хаоса и т.д.

· В астрофизике - сценарий и механизм синтеза химических элементов в звездах и при взрывах сверхновых.

· В физике элементарных частиц - нарушение пространственной четности, ультрахолодные нейтроны и время жизни нейтрона, поиски заряда и дипольного момента нейтрона и т.д.

· В физике конденсированных сред - структура и динамика кристаллов, жидкостей, молекул и т.д.

· В многочисленных случаях технических приложений, начиная от основ ядерной энергетики и кончая различными методами активационного анализа.

Специфическая особенность взаимодействия нейтронов с ядрами связана с отсутствием у нейтрона электрического заряда, что позволяет протекание ядерных реакций при малых энергиях нейтронов. Это позволяет проводить неразрушающий контроль деталей и материалов. Мы будем рассматривать область энергии примерно от долей эВ до 10⁴-10⁵ эВ, которая является наиболее продуктивной с точки зрения получения информации об атомных ядрах. В данной работе рассмотрены зависимость сечения от энергии нейтронов, в частности, сечения радиационного захвата.

Неослабевающий интерес к исследованиям радиационного захвата нейтронов обусловлен, с одной стороны, важной ролью этого процесса в изучении многих фундаментальных свойств ядерных реакций и, с другой стороны, широким применением данных о сечениях захвата в разнообразных приложениях ядерной физики. Сечениями радиационного захвата нейтронов в значительной мере определяются основные физические характеристики ядерных тепловых и быстрых реакторов. С радиационным захватом тесно связано применение методов активационного анализа в технике, геологии, медицине и других отраслях народного хозяйства.

Во всех реакторах часть нейтронов поглощается в области резонансной энергии, и при проектировании конкретных реакторов, особенно тех, в которых в качестве топлива используется естественный (или слабо обогащенный) уран, тщательное изучение резонансного поглощения оказывается очень важным.

Ярко выраженная резонансная структура в зависимости сечений от энергии нейтронов приводит к соответствующей тонкой структуре в спектре захваченных нейтронов. По этим спектрам в данной работе мы определяли элементный и изотопный состав образца.

I. ТЕОРИЯ ЭКСПЕРИМЕНТА

1.1 Резонансный характер возбужденных состояний компаунд-ядер

Модель составного ядра была впервые сформулирована Бором. Согласно этой модели ядерная реакция протекает в два этапа. На первом этапе частица a и ядро мишень А образуют связанную систему составное (компаунд) ядро С, которое на втором этапе распадается на ядро В и частицу b:

a + A C b + B.(1)

Рис.1. Образование и распад компаунд ядра

В основе модели лежит предположение, что частица а, попадая в ядро А, сильно взаимодействует с нуклонами ядра. В модели составного ядра предполагается, что длина свободного пробега налетающей частицы много меньше размеров ядра, вследствие чего каждая частица, попадающая в ядро, захватывается им. В результате взаимодействия налетающей частицы и нуклонов ядра энергия возбуждения ядра равная Е_а + B_a (где Е_а - кинетическая энергия налетающей частицы а, B_a - энергия связи частицы а в ядре С) равномерно распределяется между нуклонами ядра, при этом средняя энергия возбуждения, приходящаяся на нуклон, равна

(Е_а+ B_a)/А.

Исследования взаимодействия нейтронов с ядрами показали, что поперечные сечения реакций имеют резонансный характер, достигая очень больших величин при некоторых энергиях нейтронов Е₀ . Каждому такому резонансу соответствует определенный уровень возбужденного компаунд-ядра. Когда нейтрон захватывается ядром с массовым числом А, то исходное состояние образуется с энергией возбуждения, равной энергии связи нейтрона плюс его кинетическая энергия:

Е*=Е_В+Е₀А/(А+1),

где Е₀ - кинетическая энергия нейтрона, при которой сечение реакции максимально. Время пребывания компаунд-ядра в возбужденном состоянии - величина порядка 10^-15-10^-13 с.

Рис.2. Иллюстрирует характер ядерных уровней

Эта энергия возбуждения (обычно 7-9 Мэв) может быть испущена в результате радиационного перехода ядра на более низкое энергетическое состояние. Поскольку у большинства тяжелых ядер имеются тысячи таких состояний, спектр г-квантов захвата очень сложен. Этот спектр можно представить состоящим из трех частей: 1) разрешенных высокоэнергетических линий, обусловленных переходами непосредственно из исходного состояния на низколежащие конечные состояния; 2) разрешенных низкоэнергетических линий, обусловленных переходами между низколежащими уровнями; 3) множества неразрешенных линий промежуточной энергии.

Энергию нейтрона нельзя определить воздействием на траекторию нейтрона магнитным полем, как энергию заряженных частиц. Нейтрон непосредственно не вызывает ионизации и возбуждения атомов при взаимодействии с веществом. Следовательно, по числу пар ионов в газе или полупроводнике, или по интенсивности вспышки света в фосфоре нельзя судить об энергии нейтронов, так как нейтрон прямо не вызывает этих процессов. Однако при взаимодействии нейтронов с ядрами атомов вещества протекают разнообразные ядерные реакции, в том числе реакции, упомянутые выше, с образованием г-квантов. По ним можно не только зарегистрировать нейтрон, но и получить информацию об энергии нейтронов. Существует также прямой метод определения энергии нейтрона путем измерения времени пролета нейтроном определенного пути L.

1.2 Спектрометр нейтронов по времени пролёта

В методе времени пролёта энергия частицы определяется по времени, которое она затрачивает на пролет определенного фиксированного расстояния. Для нерелятивистских частиц время пролета связано с кинетической энергией соотношением

(2)

где t - время пролета в наносекундах, L - пролетная база в метрах , E - кинетическая энергия частицы в МэВ.

Чаще всего методика времени пролета используется для измерения энергетических спектров нейтронов. Для нейтронов эта методика часто оказывается единственной, обеспечивающей требуемую точность измерений.

В сфере нейтронной спектрометрии эта техника позволяет прецизионно измерять энергии нейтронов практически по всему интересующему интервалу энергии (от до эВ). В методе времени пролета нейтроны посылаются короткими импульсами и измеряется время их пролета на известном расстоянии. Имея достаточную интенсивность, можно улучшить точность этих измерений, увеличивая пролетную базу, и с помощью многоканальных временных анализаторов одновременно измерять тысячи различных значений энергии нейтронов.

В спектрометрах по времени пролета обычно используются пульсирующие источники, которые дают нейтроны в широкой энергетической области. Основная идея метода состоит в том, что интервал времени между испусканием нейтронов и достижением отдельными нейтронами удаленного детектора определяет скорость и соответственно энергию нейтронов. Связывая выход детектора с многоканальным временным анализатором, можно непосредственно получить распределение нейтронов по скоростям.

Принцип спектрометрии нейтронов по времени пролета основан на измерении времени t, необходимого нейтрону для преодоления расстояния L от источника до детектора. Расстояние L называют пролетной базой спектрометра. Время пролета определяется моментом времени t0, когда нейтрон проходит начало пролетной базы и моментом времени t1, когда он достигает детектора (tf = t1 - t0). Для фиксации момента t1 используется сигнал детектора, для фиксации момента t0 часто используют импульсные пучки с короткими сгустками. Длительность сгустков в циклотронах обычно несколько наносекунд, в изохронных циклотронах около наносекунды.

Период повторения выбирают таким, чтобы исключить наложение сигналов от разных сгустков. Время пролета t связано со скоростью v и энергией Е нейтрона простыми соотношениями:

(3)

Таким образом, измеряя время пролета t на известной пролетной, базе L, можно вычислить энергию нейтрона. Количество нейтронов определяют по скорости счета детектора.

Время t измеряют специальными электронными «часами» - временным анализатором импульсов детектора.

Энергетическое разрешение спектрометра по времени пролета связано с неопределенностью в фиксации времени пролета и расстояния соотношениями:

, (4)

Из соотношений видно, что разрешение , связанное с временем пролета, растет с увеличением энергии, тогда как остается постоянным, поэтому величина

(5)

в большинстве экспериментов определяет разрешение, отсюда требование возможно более короткого импульса нейтронов.

Для метода времени пролета нужен «белый» спектр нейтронов с большим содержанием нейтронов в области энергии 1-10⁵ эВ. Для формирования такого спектра обычно используют замедлители, чаще всего воду и некоторые другие водородосодержащие материалы. Характер спектра, выходящего из такого замедлителя, можно представить в виде

(6)

где а зависит от толщины замедлителя и обычно лежит в пределах 1? а ?0,5. Для типичного водяного замедлителя толщиной 3-4 см величина а0,9.

Величина временной неопределенности зависит от нескольких параметров установки. В первую очередь это длительность первичного нейтронного импульса ф. Далее, дополнительное увеличение связано с временем замедления Т первичных быстрых нейтронов до нужной энергии Е. Это время для указанного типичного замедлителя равно

(7)

Наконец, на влияет характер аппаратуры, детектирующей нейтроны: ее быстродействие, ширина временного канала анализатора и т.д. С этим связана дополнительная неопределенность ф_а. Окончательное значение можно представить в виде

1.3 Нейтронные сечения. Формула Брейта - Вигнера

При небольших энергиях возбуждения ядра спектр возбужденных состояний имеет дискретный характер. Так как возбужденные состояния имеют конечное время жизни , в соответствии с принципом неопределенности они точно не определены по энергии . Величина Г называется шириной уровня, а уровни, обладающие конечной шириной, получили название квазистационарных. При энергии налетающей частицы = E_r-B, где E_r - энергия квазистационарного состояния, а В - энергия связи налетающей частицы в составном ядре сечение достигает максимума. Таким образом, процесс образования составного ядра, протекающий через возбуждение составного уровня, имеет резонансный характер.

Величина Г называется шириной уровня, а уровни, обладающие конечной шириной, получили название квазистационарных. При энергии налетающей частицы = E_r-B, где E_r - энергия квазистационарного состояния, а B - энергия связи налетающей частицы в составном ядре сечение достигает максимума. Таким образом, процесс образования составного ядра, протекающий через возбуждение составного уровня, имеет резонансный характер.



Рис.3. Времяпролетный спектр, полученный при измерении радиационного захвата нейтронов на образце латуни.

Изолированные уровни составного ядра отчетливо проявляются при захвате медленных нейтронов ядрами (см. рис. 3). Экспериментальные данные говорят о том, что среднее расстояние между уровнями быстро уменьшается с ростом массового числа A и энергии возбуждения ядра. Так, при захвате медленных нейтронов легкими ядрами (А < 30) оно составляет несколько десятков килоэлектронвольт, а для ядер с А>100 уменьшается по порядку величины до ~10 - 100 эВ. Увеличение плотности уровней с ростом энергии возбуждения и массового числа А объясняется возрастанием числа различных способов распределения энергии между нуклонами. С увеличением энергии возбуждения растет и ширина уровней. Все это приводит к тому, что с увеличением энергии нейтронов уровни начинают перекрываться. Для тяжелых ядер это происходит уже для нейтронов с энергией примерно 1 кэВ. Для высоких энергий возбуждения (15-20 МэВ) плотность уровней столь велика, что сильно перекрываясь, они образуют непрерывный спектр. В этом случае процесс образования составного ядра имеет нерезонансный характер и может быть описан, например в рамка, модели испарения. Форма эффективного сечения в области изолированного уровня совпадает с формой резонанса в оптике или электричестве.

Поперечное сечение образования составного ядра в области резонанса описывается формулой Брейта-Вигнера.

(9)

Здесь - длина волны нейтрона, деленная на 2р: =4,55·10^-10Е^-1/2 см и энергия нейтрона Е в эВ, и Г - соответственно нейтронная и полная ширины резонансов («ширина» является мерой вероятности того, что составное ядро будет распадаться определенным образом; для каждого отдельного процесса она равна произведению h на постоянную распада, которая обычно зависит от энергии), - статистический фактор, который характеризует вероятность реализации конкретного состояния составного ядра, определяемый спинами ядра мишени I и компаунд-ядра J.

Необходимо обратить внимание на величины , Г_n и Г, которые зависят от энергии нейтронов. Так как обратно пропорциональна скорости нейтрона, то зависимость ее от энергии можно записать в виде , где - приведенная длина волны нейтрона в максимуме резонанса.

Для нейтронов низкой энергии взаимодействие с ядром в основном происходит при орбитальном моменте (s-нейтроны). Это связано с фактором запрета, подавляющим нейтронную ширину при и определяемым величиной :

Для ,

(10)

Для ,

(11)

Здесь волновое число и радиус ядра .

В области расположения резонансов существует два механизма упругого рассеяния нейтронов. Первый из них - резонансное рассеяние, т.е. рассеяние, при котором промежуточной стадией процесса является образование составного ядра в одном из своих квантовых состояний или вблизи него. Второй - так называемое потенциальное рассеяние, которое происходит во всей энергетической области и обусловлено взаимодействием нейтронной волны с потенциалом на поверхности ядра. В этом случае нейтрон не попадает внутрь ядра мишени и составное ядро не образуется. Очевидно, длительность резонансного рассеяния во много раз превосходит длительность потенциального рассеяния. Аналогом потенциального рассеяния при больших энергиях нейтронов является упругое рассеяние на черной сфере.

Сечение рассеяния s-нейтронов, с учетом вклада потенциального рассеяния можно записать в виде

(12)

Первый член в соотношении описывает резонансное упругое рассеяние нейтронов с образованием составного ядра. Второй член в этом соотношении - сечение потенциального рассеяния. Третий - описывает интерференцию между резонансным и потенциальным рассеянием.

Согласно формуле Брейта-Вигнера сечение захвата сильно возрастает для нейтронов с энергией Е, близкой к Е₀, и достигает максимального значения у(Е₀)=у₀ при Е=Е₀. С другой стороны, в области малых энергий нейтронов, а именно, когда зависимость у от энергии определяется не резонансным членом в знаменателе, а множителем , который и определяет закон .

В области резонанса, однако, дело обстоит несколько сложнее. Наряду с потенциальным рассеянием, которое является единственным вдали от резонанса и характеризуется сечением, не зависящим от энергии, возможно резонансное рассеяние с большим сечением. Наличие резонансного рассеяния не позволяет отнести целиком за счёт захвата экспериментально обнаруживаемый пик полного сечения в области резонанса, и простой опыт с ослаблением пучка не даёт возможности разделить роли захвата и рассеяния. Это следует иметь в виду, рассматривая приведённые ниже результаты измерений.

1.4 Измерения нейтронных сечений

Измерение полных нейтронных сечений использует метод пропускания нейтронов через исследуемую мишень. Схема эксперимента показана на рисунке 3. Нейтроны от импульсного источника 1 проходят через коллиматор 2 , исследуемый образец 3 и регистрируются детектором 4. Измеряется отсчеты детектора как функция времени полёта в отсутствии образца N₀ и при наличии образца N. Возможные изменения общей интенсивности нейтронного источника учитываются путём измерения выхода нейтронов специальным детектором-монитором, помещённым вне пучка. Показания детектора в пучке относятся к одинаковым показаниям монитора. Величина пропускания Т определяется соотношением

(13)

Рис.4. Измерение полных нейтронных сечений

Ясно, что ослабление пучка нейтронов образцом обусловлено и поглощением, и рассеянием, и измерение проницаемости принципиально не даёт возможности разделить эффекты поглощения и рассеяния, но анализ результатов во многих случаях позволяет оценить значение обоих эффектов.

Для получения параметров резонансов из измерений полных сечений можно использовать непосредственно выражение, варьируя параметры резонанса, входящие в выражение у_t. При этом необходимо учитывать доплеровское уширение резонансов, энергетическое разрешение спектрометра. Упрощает процедуру обработки метод площадей. В этом случае используют всю площадь провала на кривой пропускания, связанную с данным резонансом:

(14)

В общем случае можно показать, что

(15)

где I₀ и I₁ - функции Бесселя. Выражение существенно упрощается для крайних значений nу₀. Так

при nу₀<<1,(16)

, при nу₀ >>1. (17)

Рис.5. Площадь провала А на кривой пропускания

Как правило, измерения пропускания делаются для двух, иногда большего количества образцов, отличающихся толщиной. В этом случае совместная обработка результатов измерений позволяет получить более детальную информацию о резонансе.

Еще более полезно проведение не только измерений пропускания, но и измерений парциальных сечений. Сюда относятся измерения радиационного захвата нейтронов, сечения рассеяния нейтронов и сечения деления для делящихся ядер. Геометрия измерений парциальных сечений видна из того же рис.4. При этом детектор 5 регистрирует только гамма-лучи из образца при измерении сечения радиационного захвата нейтронов или нейтроны, рассеянные образцом, при измерении сечения рассеяния нейтронов. Сумма отсчетов детектора по резонансу при измерении реакции (n,г) можно представить в виде

(18)

Здесь П(Е₀) - полное число нейтронов, попавших на образец за время измерения на интервал энергии 1эВ при энергии резонанса Е₀ , е_г - эффективность г - детектора.

Измерения полных и парциальных сечений позволяют определить параметры резонансов Г_n, Г_x, Е₀, J, Г.

Рис.6. Зависимость полного сечения реакции n + ²³²Th от энергии нейтронов

Некоторые свойства нейтронных резонансов

Полученные параметры многих резонансов для многих ядер позволили сделать ряд заключений о свойствах нейтронных резонансов. Приведенные нейтронные ширины флуктуируют в широких пределах. Согласно Портеру и Томаса имеет место распределение с одной степенью свободы.

(19)

Где и - среднее значение приведенной нейтронной ширины для данного ядра. Сопоставление экспериментальных данных с распределением было проведено для многих ядер и показало хорошее согласие.

Другое распределение связано с расстояниями между уровнями составного ядра. Для него Вигнер предложил выражение.

(20)

Здесь и - расстояние между соседними уровнями. Это распределение также было подтверждено в результате многих экспериментов.

2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА

2.1 Источник резонансных нейтронов ИРЕН

Как мы уже говорили, для обеспечения необходимой эффективности нейтронных экспериментов источники нейтронов, предназначенные для этих целей, должны обеспечивать импульсный пучок нейтронов и с большим содержанием нейтронов. В нашей работе мы использовали в качестве источника нейтронов установку ИРЕН на базе линейного ускорителя электронов, которая отвечает этим требованиям. В начале 70-х годов стало ясно, что линейные ускорители электронов в сочетании с методом времени пролета могут служить эффективным средством спектрометрии нейтронов не только низких энергий, но и в области энергий нейтронов от сотен кэВ до десятков МэВ.

Установка ИРЕН - интенсивный импульсный источник резонансных нейтронов, предназначена для ядерно-физических исследований с использованием метода времени пролета в области энергий нейтронов до сотен кэВ, исследований фотоядерных реакций. Он представляет собой комбинацию из линейного ускорителя электронов и мишени - конвертера. Пучок ускоренных электронов в конвертере из материала с высоким атомным номером (W) рождает потоки тормозных -квантов и фотонейтронов. В качестве материала для нейтронопроизводящей неразмножающей мишени был выбран сплав на основе вольфрама ВНЖ-90. Нейтроны в мишени рождаются в результате двухступенчатого процесса. Вначале ускоренные электроны останавливаются в мишени, рождая тормозные гамма-кванты. Энергетический спектр гамма - квантов ограничен сверху максимальной энергией ускоренных электронов. Затем в результате взаимодействия высокоэнергетичных гамма-квантов с ядрами изотопов вольфрама в реакциях ^AW(г, n)^A-1W рождаются нейтроны.

Параметры Источника резонансных нейтронов ИРЕН

Максимальный ток (А)	3
Частота следования (Гц)	50
Длительность электронного импульса (нс)	100
Энергия электронов (МэВ)	30
Мощность пучка (кВт)	0.4
Выход нейтронов (н/с)	1011

2.1 Большой жидкостный детектор

Когда мы измеряем радиационный захват нейтронов очень важно уметь регистрировать вылетающие гамма-кванты. Для этого нам нужен детектор с высокой эффективностью регистрации. Жидкостные сцинтилляционные детекторы нейтронов и гамма-лучей широко используются в нейтронной спектроскопии. Они имеют высокую эффективность регистрации и позволяют использовать большую площадь пучка нейтронов. Многие исследования по методу времени пролета на импульсном реакторе ИБР выполнены с нейтронным детектором, содержащим метилборат, и с 500-литровым детектором радиационного захвата нейтронов.

В настоящей работе описан 210-литровый жидкостный сцинтилляционный детектор, в котором нейтроны регистрируются по каскадным гамма-лучам, испускаемым при захвате нейтронов в специальном конверторе внутри детектора. При замене конвертора исследуемым образцом детектор можно использовать для регистрации радиационного захвата нейтронов.

Конструкция и электроника: Детектор состоит из шести секций, образующих вместе цилиндр со сквозным каналом вдоль оси пучка нейтронов. Диаметр канала 300 мм, внешний диаметр детектора 730 мм, длина 600 мм. Каждая секция объемом 35 л представляет собой цельносварной бачок из нержавеющей стали. Изнутри на стенки нанесен отражатель из окиси титана. На торцах сделаны окна под фотоумножители ФЭУ, кольцевые пазы для прокладок и отверстия с резьбой под болты. ФЭУ находятся в непосредственном контакте со сцинтиллятором. С помощью эпоксидной смолы ФЭУ вклеены во фланцы, прижимаемые к корпусу через прокладки из резины марки ИРП-1287. Секции снабжены сильфонами и кранами. Жидкий сцинтиллятор представляет собой толуол со сцинтиллирующими добавками: РРО 4 г/л и РОРОР 0,5 г/л. В сцинтиллятор добавлен метилборат В(ОСН₃)₃ (около 50% объема толуола) для уменьшения времени жизни нейтронов в сцинтилляторе и снижения чувствительности к рассеянным нейтронам в режиме (n,г)-детектора.

В детекторе применены фотоумножители ФЭУ-49. Аноды двух ФЭУ каждой секции подсоединены к нагрузке 1 ком, на которой выделяются импульсы амплитудой ~0,3 вольт/Мэв и длительностью 0,25 мксек. При таких условиях эмиттерный повторитель на ФЭУ является хорошим ограничителем фоновых импульсов большой амплитуды. Далее импульсы усиливаются в усилителях У, проходят через интегральные дискриминаторы ИД и стандартизируются по амплитуде и длительности формирователями Ф. Для выделения радиационного захвата нейтрона применена схема m- кратных совпадений. В схеме использован метод амплитудного отбора суммарных импульсов, поступивших в пределах разрешающего времени с различных секций детектора. Схема состоит из линейного сумматора С и схемы отбора СО. Токовый сумматор на 6 входов позволяет суммировать короткие импульсы при относительно большой частоте по каждому из входов без существенного взаимного влияния входов. Схема отбора имеет устанавливаемый порог регистрации и два независимых канала, условно названные “двойные совпадения СО-2” (m ? 2) и “тройные совпадения СО-3” (m ? 3). Установка в этих каналах минимального порога позволяет регистрировать импульсы из отдельных секций (“режим одиночного счета”).

Далее импульс поступает на схему пропускания СП, которая отсекает импульсы космического излучения, превышающие заданный (10 Мэв) порог интегрального дискриминатора в дополнительном канале ( цепочка С+У+ИД). С выхода СП импульс через выходной каскад ЭП и километровый кабель поступает на многоканальный временной анализатор.

Временной анализатор, на который поступают импульсы с детектора и подается стартовый сигнал, выполняет две основные функции. Во-первых, он служит электронными «часами», регистрируя по стартовому импульсу момент старта нейтронов и по импульсу детектора момент прихода нейтрона в детектор. Во-вторых, временной анализатор накапливает в своей памяти информацию о количестве нейтронов, пришедших в детектор в следующие друг за другом отрезки времени после стартового сигнала. Эти отрезки времени называют временными каналами анализатора (кратко, каналами). Каждому каналу соответствует ячейка памяти временного анализатора. С приходом стартового импульса во временном анализаторе открывается первый канал. Импульсы с детектора в течение интервала времени, равного ширине первого канала, записываются в первую ячейку памяти. Затем последовательно открываются второй, третий и т. д. каналы и соответственно переключаются ячейки памяти. После отработки последнего канала временной анализатор закрывается, а затем вновь запускается следующим стартовым импульсом, и весь цикл регистрации снова повторяется. Суммарное время всех каналов временного анализатора не должно превышать интервала времени между двумя последовательными импульсами нейтронов от источника, что исключает эффект рецикличности.

Режим ( n, г) - детектора:Эффективность регистрации ( n , г) - реакции на образцах, помещенных в детектор, должна быть выше, чем при регистрации одиночных гамма-квантов, т.к. в каскаде испускается несколько гамма-квантов. Количественные оценки е_г для

детектора с указанными выше размерами представлены на рис.3. Расчеты выполнены в зависимости от толщины слоя сцинтиллятора для трехквантового (кривая 3г) и пятиквантового ( кривая 5г ) каскадов, энергия связи в обоих случаях составляла 7,5 Мэв, а порог регистрации - 0,5 Мэв.

Рис.7. Расчетная эффективность регистрации радиационного захвата е_г в зависимости от толщины сцинтиллятора d для двух значений множественности в каскаде гамма-квантов.

Площадь резонанса на экспериментальном спектре , параметры резонанса Г_г , gГ_n , Г , известная функция параметров и толщины образца A (n , gГ_n , Г ), эффективность е_г и полное число нейтронов на единичный интервал энергии П ( Е ), прошедших через образец, связаны соотношением:

(21)

Результаты измерений величины е_г на ряде элементов в режиме двойных совпадений с порогом 0,6 Мэв приведены в таблице

Изотоп
ег %	10	7	23	29	26
Eсв , Мэв	7.2	7.6	7.8	7.2	6.8

Примечание: в режиме двойных совпадений с порогом 0,25 Мэв эффективность е_г для указанных элементов примерно в два раза больше, чем е_г при 0,6 Мэв.

Существенным вопросом, возникающим при измерении радиационного захвата, является постоянство эффективности детектора для разных резонансов данного изотопа. Описанный детектор позволяет проводить контроль постоянства е_г путем сравнения измерений в режимах одиночного счета с высоким порогом ( 3 Мэв ) и совпадений с низким порогом регистрации ( ? 0,5 Мэв ). Изменение спектра, например, смягчение, приводит к увеличению множественности квантов в каскаде. Это увеличивает вероятность регистрации совпадений, но уменьшает счет в режиме одиночного счета с высоким порогом. Поэтому отношение R площадей резонансов, полученных в измерениях с разными режимами, более чувствительно к изменению спектра, чем эффективность в одном режиме совпадений. Таким образом, отклонение величин R для различных резонансов от их среднего значения является верхним пределом изменения эффективности от резонанса к резонансу.

Важной характеристикой детектора является его собственный фон. В режиме одиночного счета с порогом 0,6 Мэв он равен 3000 имп/сек, в режиме двойных совпадений с порогом 0,6 Мэв - 100 имп/сек и в режиме тройных совпадений с порогом 0,25 Мэв - 5 имп/сек.

Анализ характеристик детектора показывает, что он является универсальным для работ в области нейтронной спектроскопии. В режиме гамма-детектора его эффективность может достигать 50%. В режиме нейтронного детектора эффективность плавно меняется от 20 до 40 % для энергии нейтронов от 10 кэв и ниже при чувствительности к гамма-фону менее 0,1%. Это обеспечено благодаря применению резонансных поглотителей и регистрации совпадений каскадных гамма-квантов.Преимуществом детектора является его геометрия, при которой регистрирующая часть (фотоумножители и сцинтилляторы) находится вне пучка нейтронов. Это снимает перегрузки аппаратуры в момент нейтронной вспышки.

3. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ

3.1 Эксперимент

В нашем эксперименте ставилась задача: определить элементный и изотопный состав образца, привезенного из Монголии. Эксперимент проводился на пролетной базе длиной 58,3 м. Площадь образца составлял 314 см², а масса 547 г. Для того чтоб определить элементный и изотопный состав образца мишени, нам необходимо сделать следующий эксперимент. Как показано на рисунке 4, нейтроны идущие от импульсного источника 1 проходят через коллиматор 2 без какой либо препятствии и регистрируются детектором 4. После необходимо регистрировать нейтроны, идущие от импульсного источника уже с исследуемым образцом 3 (Рис 4). Спектр двух этих экспериментов выглядит таким образом:

Рис.8. График налетающего нейтрона на детектор без образца и с образцом.

Из приведенного спектра видно, что кривые, соответствующие двум экспериментам (с образцом и без образца в пучке) существенно различаются. Потенциальное рассеяние на образце приводит к сдвигу линии спектра вниз. Кроме того, на спектре с образцом появляются провалы, соответствующие определенным энергиям резонансов (т.е. максимумов в зависимости поперечного сечения захвата нейтрона ядром от энергии нейтрона). Число ядер идентифицированного изотопа можно определить, используя площадь данного провала.

Наиболее удобный метод для наблюдения нейтронных резонансов и неразрушающего определения элементного и изотопного состава образцов является метод измерения радиационного захвата. Схема такого эксперимента приведена на рисунке 6. Спектр, получаемый при таких измерениях, имеет несколько другой вид (Рис.9).

Рис.9. Времяпролетный спектр, полученный при измерениях с образцом латуни

3.2 Обработка экспериментальных данных

Усилиями многих лабораторий в настоящее время накоплена обширная экспериментальная информация о параметрах нейтронных резонансов практически всех стабильных и некоторых радиоактивных ядер. В соответствии с концепцией Бора о составном ядре нейтронный резонанс является долгоживущим ядерным состоянием, способ распада которого не зависит от путей его образования. Современная теория не в состоянии предсказывать параметры Г_n, Г_x, Е₀, J для индивидуальных резонансов. Эти параметры определяют экспериментально и их значения содержатся в Атласе нейтронных сечений. Зная энергии резонансов, мы легко определяем элементный и изотопный состав данного образца. Энергию резонанса, как было упомянуто выше, находим из простого соотношения.

(22)

t₀ - задержка времени между запуском временного анализатора и до момента образования импульса нейтронов (старт), 5 мкс;

Один резонанс находится 2291-м а другой 4495-м канале. Каждому каналу соответствует свое время: 1-4000 кан=250 нс=мкс, 4001-6000кан=1мкс, 6001-9200 кан=5мкс



Рис.10. Обрабатываемые нами резонанс, который находится 2291-м канале

Рис.11. Обрабатываемый нами резонанс, который находится 4495-м канале

Тогда энергия резонансов:

55.33 эВ - это резонанс неодим , а 8.05 эВ - это резонанс самарий .

Следующая наша задача - это определение количества этих элементов, т.е. число ядер данного вещества на квадратный сантиметр.

Нам понадобится уравнение содержащий в себе n, то есть число ядер на квадратный сантиметр. В (17) формуле А, площадь провала на кривой пропускания, как раз зависит от n. Воспользуемся формулой (18), чтобы найти А.

Табличные параметры (нейтронная и радиационная нейтронная ширина) найдем в Атласе нейтронных сечений.

	(meV)	gГn (meV)	Г (meV)
(55.33)	75	20.65	111.71
(8.05)	66	135	336

Сумму отсчетов детектора по резонансу определили экспериментально.

1) (Nd, с вычитанным фоном ) = 464

2) (Sm, с вычитанным фоном) = 8694

Произведения потока на эффективность , и А нам пока неизвестно. Получается, мы имеем одно уравнение с двумя неизвестными. Чтобы решить его, нам нужен либо еще одно уравнение, либо мы должны как то найти одно из неизвестных. В нашей работе мы находили произведения потока на эффективность . Абсолютные прямые измерения требуют независимого определения фактора , что обычно оказывается трудной задачей. В относительных измерениях его исключают с помощью специального опыта с образцом-эталоном, для которого хорошо известны резонансные параметры. Мы уже определили элементный состав нашего образца, и знаем что в спектре присутствуют резонансы неодима и самария. Чтобы определить количество ядер, можно использовать эталонные образцы этих редкоземельных элементов или использовать эталонный образец другого элемента с близким значением эффективности гамма-детектора.

В данном случае, для нахождения использовались измерения с эталонным образцом серебра. По средствам высчитываемого коэффициента переходим к произведению потока на эффективность при энергии исследуемых резонансов:

В следующей таблице приведены параметры для эталонного образца серебра:

Эталоны	Масса эталона	Площадь образца - эталона	Монитор эталона
Ag	3.55 г	38.5 см2			16,3eV



()=

()=

Для определение А используем следующию формулу:

(eV)

(eV)

Величина ? - доплеровская ширина, учитывающее тепловое движение ядер.

,

здесь А - массовое число;

1. ?() - 0,1967эВ

2. ?() - 0,073 эВ

, отсюда

	(см2)

Переходим к количеству элементов.

Nd	Sm
1.2·1018·314 = 37.68·1019 ядер 37.68·1019 - 12.2% Х - 100% Х = 30.88·1020 ядер	3.1·1017·314 = 9.73·1019 ядер 9.73·1019 - 26.6% Х - 100% Х = 3.7·1020 ядер
144 г - 6·1023 ядер Х - 30.88·1020 ядер Х = 0,741 г	150 г - 6·1023 ядер Х - 3.7·1020 ядер Х = 0,092 г

3.3 Результаты работы

В результате проведенного исследования был определен элементный и изотопный состав образца руды из Монголии. На спектре идентифицированы резонансы неодима и самария методом времени пролета. Используя площадь полученных пиков, было получено количество этих редкоземельных элементов в образце. Результаты исследования приведены в таблице.

Элемент	Масса элемента в образце, г	Весовая доля элемента в образце, %	Массовая концентрация, (г/кг)
Nd	1.0±0.3	0.002	1.83±0.55
Sm	0.2±0.06	0.00036	0.37±0.11

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

ядро нейтрон атомный

Целью нашей работы является определение элементного и изотопного состава образцов с применением метода нейтронной спектроскопии, проведение неразрушающего контроля. Широкое применение неразрушающих методов контроля, не требующих вырезки образцов или разрушения готовых изделий, позволяет избежать больших потерь времени и материальных затрат, обеспечить высокую точность измерений.

Метод нейтронной спектроскопии позволяет не только определить с большой точностью элементный и изотопный состав образца, но и позволяет определить количества элементов и изотопов в образце. Данный метод с использованием импульсных источников нейтронов интенсивно развивается, используется не только в физике, но и в других отраслях науки: геологии, археологии, астрофизики и т.д.

Обзор работ, посвященных использованию нейтронной спектроскопии, показал возможности метода в практических задачах, которые в ряде случаев не могут быть решены другими аналитическими методами.

В дальнейшем запланировано усовершенствовать установку ИРЕН, путем размножения выходящих нейтронов в окружающей конвертер оболочке из делящегося материала (Pu₂₃₉). Тогда выход нейтронов составит 910¹⁴ н/c, что обеспечит сокращение времени измерения и позволит получить более точные результаты.

СПИСОК ИСПОЛЬЗУЕМОЙ ЛИТЕРАТУРЫ

1.Х.Малэцки, Л.Б.Пикельнер, К.Г.Родионов, И.М.Саламатин, Э.И.Шарапов - Детектор нейтронов и гамма-лучей для области нейтронной спектроскопии. Препринт ОИЯИ. Дубна 1972 г . стр. 3-10.

2.Л.Б. Пикельнер - Нейтронная спектроскопия. 8-я школа по нейтронной физике, ОИЯИ. Дубна 1999 г. стр. 288-294.

3.Н.А.Власов - Опыты с монохроматическими медленными нейтронами. Успехи физических наук, т. XXXV, вып. 4. 1948 г. стр. 369-472.

4.Установка ИРЕН - Устройство ИРЕН. http://flnp.jinr.ru/244/

5.К.Н.Мухин - Введение в ядерную физику. Москва 1965 г.

6.Дж.Д. Юз - Нейтронные эффективные сечения, пер. с англ., Москва 1959 г.

Размещено на Allbest.ru