Основные сведения о нейтронах

1. Скалярный

2. Векторный

3. Тензорный

4. Псевдовекторный (аксиально векторный)

5. Псевдоскалярный.

Так как правильный выбор варианта в то время был неизвестным, то определить однозначно эффективный объем, следовательно, и T_n оказалось невозможным.

К 1955 году завершился второй этап измерений периода полураспада T_1/2.

Позднее методика измерений была несколько усовершенствована, что позволило получить более точное значение T_n. Робсон получил значение

12,8±2,5 мин, а Спивак и Сосновский - 12,0±1,5 мин. В опыте Спивака геометрия установки позволяла исключить неопределенность, связанную с видом начального спектра протонов распада.

Наиболее точные значения T_n было получено в 1958 году в опыте Сосновского, Спивака, Прокофьева, Кутикова и Добрынина T_n=(11,7±0,3) мин.

Их опыт, удостоенный премии имени И.В. Курчатова отличается изяществом метода наблюдения распада.

Хорошо коллимированный пучок тепловых нейтронов проходит через вакуумную камеру.

Рис. 1.13

В боковом колене камеры расположен первый электрод, на который подается напряжение 20кВ. протоны распада, возникающие в рабочем объеме пучка напротив электрода, проходят в колено, где поле отсутствует до сетки.

Ускорение протонов начинается лишь за сеткой, а до этого они летят свободно. Таким образом, в отличие от предыдущих измерений, в другом опыте ускоряющее поле и рабочий объем нейтронного пучка разделены в пространстве. Это позволило достаточно точно, исходя из чисто геометрических соображений, вычислить долю протонов распада, которые приходят из рабочего объема пучка на сетку, за которой они начинают ускоряться. Ускоряющее поле фокусирует протоны на окно пропорционального счетчика. Это поле близко к сферическому и легко поддается расчету. Благодаря системе диафрагмы протоны распада входят в ускоряющее поле с малым угловым разбросом. Эти усовершенствования методики, допускающие точный учет доли регистрируемых протонов, позволили получить наиболее точное на сегодняшний день значение T_n.

Следует упомянуть опыт Робсона, интересный тем что в нем наряду с измерениям T_n был также исследован энергетический спектр в-электронов. В этом эксперименте были использованы два магнитно-линзовых спектрометра. Один из спектрометров служил для фокусировки протонов распада на регистрирующий их электронный умножитель, а другой для исследования спектра в-электронов. В фокусе электронного спектрометра помещен люминесцентный счетчик из антрацена, соединенный светопроводом с ФЭУ. Установка регистрирует совпадения импульса от протона с импульсом от электрона (с временем задержки 9мксек, требуемым протону для прохождения из рабочего объема до электронного умножителя).

Рис. 1.14

Протоны распада ускоряются полем между входом протонного спектрометра и окружающим пучок полуцилиндрическим электродом.

На рисунке представлена кривая зависимаости числа зарегистрированных совпадений от энергий электронов, на которую каждый раз настраивался электрический спектрометр. Граничная энергия спектра равна (782±13) кэв.

Результаты измерений T_n и формы спектра в-электронов могут быть использованы для уточнения теории в-распада. Знание в-спектра позволяет вычислить величину

, где - функция

Рис. 1.15 распределения электронов по энергиям.

Экспериментально определенное значение приведенного периода полураспада FT в сочетании с вычисленным значением матричного элемента позволяет оценить константу перехода g.

Наиболее точные результаты, полученные к концу 1980 году, таковы:

- группа Кристенсона

- группа Спивака

- Бирн и другие

Методика, примененная в этих работах, существенно различна. Как видно между данными разных работ пока нет желаемого совпадения. Если, тем не менее, усреднить эти данные, получим в качестве среднемирового значения.

§1.9 Волновые свойства нейтрона

Дуализм присущ всем частицам, следовательно, и нейтронам. Поэтому любой нейтрон, который, конечно, имеет определенную массу и в зависимости от скорости определяет момент количества движения и энергию, проявляет себя то, как частица, то в некоторых опытах обнаруживает явно волновые свойства. Однако из наиболее значительных характеристик волн, связанных с частицами, является длина волны. Она определяется в квантовой теории как

Нейтрон с высокой скоростью, как в экспериментах, которые привели к их открытию, имеют настолько малую длину волны, что ведут себя фактически как частицы. В действительности, при определении массы нейтрона мы воспользовались уравнениями классической механики. Но когда нейтрон имеет возможность замедлиться, а благодаря отсутствию у него электрического заряда этот процесс может не привести к его полной остановке, проявление волновых свойств нейтрона приобретает очень большое значение. Фактически нейтроны можно замедлить до такой скорости, что они почти полностью потеряют черты, присущие частицам, и будут вести себя как настоящие волны, подобно волнам звука или света.

Конкретно для нейтрона выражение для длины удобнее выразить через энергию нейтрона. Поскольку волновые свойства нейтрона играют главную роль при низких энергиях, то для Е_n пригодно нерелятивистское выражение

Часто длину волны нейтрона выражают в терминах дираковского обозначения:

(см) =

Нерелятивистическое уравнение для длины волны не дает правильного значения, когда E_n стремится к энергии, соответствующей массе покоя нейтрона, равный

m_nc²=939,5 МэВ.

Расчеты показывают, что расхождение начинается с энергии

нейтронов100 мэВ.

Из общей природы взаимодействия волн с материей, очевидно, что необходимость использования волновых характеристик нейтрона определяется величиной отношения длины волны нейтрона к размерам системы, с которой он взаимодействует. Чем меньше это отношение, тем слабее проявляются волновые свойства нейтрона. Например, тепловые нейтроны (E_n=0,010,1 эВ) имеют длины волн, приблизительно равные межатомным расстояниям (2,860,91 ), и поэтому для таких нейтронов возможен брэгговский тип отражения, когда тепловые нейтроны взаимодействуют с кристаллами.

Нейтроны с энергией от 1 до 100 мэВ имеют длины волн равномерных размеров ядер (2,86). При этом обнаруживается дифракция на ядре, аналогичная дифракции световых волн от круглого экрана.

При увеличении En до 10-100 ГэВ, длины волн можно сравнить с расстоянием между нуклонами внутри ядра, что позволяет исследовать структуру ядер.

Ярко выраженные волновые свойства медленных нейтронов обусловливают целый ряд явлений, имеющих типичный оптический характер, а именно, преломление нейтронных волн на границе 2-х сред, полное внутреннее отражение, дифракция рассеяние на малые углы. Указанные нейтронно-оптические явления могут служить хорошей иллюстрацией волновых свойств нейтрона как микрочастицы. Надо отметить преломление и полное отражение медленных нейтронов не зависит от атомной структуры рассеивателя, эти явления наблюдаются не только в кристаллах и жидкостях, где межатомные расстояния имеют л_n, но также и в газах, несмотря на то, что среднее расстояние между атомами в этом случае существенно превышает длину волны нейтрона. Для этих явлений совершенно несущественно агрегатное состояние вещества. Например, в качестве нейтронных зеркал могут выбираться самые различные поверхности: кристалл - вакуум, жидкость - вакуум, кристалл - газ, кристалл - жидкость, кристалл - кристалл, жидкость - жидкость.

Наоборот, для дифракции (брэгговское отражение) характерна сильно выраженная зависимость от деталей атомной структуры рассеивателя. Для дифракции нейтронов существенно, чтобы л_n была порядка межатомных расстояний в рассеивающей среде. В газах, состоящих из одноатомных молекул, явление дифракции нейтронов не наблюдается.

Брэгговское отражение подчиняется условию Вульфа-Брэгга:

Рис. 1.16

2d sinц=nл ц - угол скольжения; - угол рассеяния

2d sin=nл

Из этого условия следует, что если л_n> 2d, то такие нейтроны вообще не испытывают брэгговского отражения.

Энергия, отвечающая граничной длины волны, называется энергией брэгговского скачка. Она различна для разных кристаллов, однако, всюду имеет 10 ^-3 эВ (например, для Be - 5,2 ).

Это явление, когерентное рассеяние нейтронов, и его свойства, используют для получения холодных нейтронов.

Холодными нейтронами называются нейтроны со средней энергией, меньшей, чем энергия тепловых нейтронов.

Холодные нейтроны получают с помощью монокристаллических монохроматоров и кристаллических фильтров.

Монокристаллические монохроматоры

Для фиксированной ориентации д. монокристалла в падающем нейтронном пучке и при заданном угле рассеяния нейтронов будут отражаться лишь те нейтроны, длина волны которых удовлетворяет условию Вульфа-Брэгга.

2d sin=nл=

Как видно из брээговского условия, в д. направлении отражаются нейтроны нескольких энергий, то есть имеют место отражения различных порядков.

На практике используют только отражение первого порядка, а от остальных порядков пытаются избавиться. Кристаллический монохроматор позволяет получать нейтроны в интервале энергий от 0,01 эВ.

Кристаллические фильтры выделяют из падающего пучка медленных нейтронов часть спектра, соответствующего области низких энергий. Принцип их действия основан на том, что нейтроны с длиной волны, большей удвоенного максимального межплоскостного расстояния в решетке (то есть с л> л_гр, где л_гр - граничная длина волны), не испытывают брэгговского отражения. Фильтр изготовливается из полликристалла, при чем подбирается вещество с достаточно малым сечением поглощения нейтронов и малой амплитудой некогерентного рассеяния. Для уменьшения влияния неупругого рассеяния фильтр обычно охлаждают жидким азотом (77К). В таком фильтре основным процессом взаимодействия будет упругое когерентное рассеяние. Однако нейтроны с л> л_гр вообще не испытывают упругие когерентные рассеяния, и поэтому для них фильтр оказывается в значительной степени прозрачным.

Рис. 1.17

Рис. 1.18 - Спектр нейтронов, фильтрованный поликристаллическим Be

Отметим что для спектра нейтронов характерно существование достаточно резкого обрыва со стороны малых длин волн (брэгговского скачка).

Таблица 1- Зависимость длины волны от конструкции фильтра

Наряду с поликристаллическими фильтрами используют также монокристаллические фильтры. Эти фильтры в малой степени ослабляют поток тепловых нейтронов, но в то же время существенно ослабляют нежелательные сопутствующие излучения, такие как быстрые нейтроны и г - лучи.

Для фильтрации ультрахолодных нейтронов (10^-3-10^-4 эВ) можно использовать явление зеркального отражения. При этом возможны разные конструкции фильтра. Например, можно пропускать хорошо коллимированный пучок нейтронов внутрь слегка изогнутой трубки.

Нейтроны с достаточно большой длиной волны будут испытывать полное отражение от стенок и, т.о., останутся внутри трубки, следуя вдоль по трубке, эти нейтроны в конечном счете попадут на образец. Нейтроны же более быстрые пройдут сквозь стенку трубки.

§1.10 Классификация нейтронов по энергиям

Мы говорили об универсальности взаимодейтсвия нейтрона: в силу отсутствия заряда нейтроны могут проникать в любые ядра при любых энергиях. Но в зависимости от энергии нейтрона характер взаимодействия может качественно меняться. Поэтому важно для решения конкретной задачи выбрать из широкого диапазона энергий нейтронов самую подходящую. В связи с этим целесообразно условиться о классификации нейтронов по энергиям.

Любая классификация является в какой то степени произвольной. При разделении нейтронов по энергетическим группам исходят из различных соображений. Особенности взаимодействия нейтронов, различные методы изучения нейтронов в различных энергетических группах, способы выделения определенной энергетической группы нейтронов из всего спектра и т.д.

Разные авторы придерживаются разной классификации; единой, общепринятой пока не существует.

Условимся и мы об определенном разбиении энергетической шкалы нейтронов

0,005 эВ < E_n < 0,4 эВ

0,4 эВ - эта граница выбрана искусственно, но она совпадает с граничной энергией поглощения нейтронов кадмием.

510^-3 эВ - верхняя энергетическая граница холодных нейтронов соответствует энергии брэгговского скачка для Be.

Нейтроны, энергия которых << 10^-3 эВ иногда называют ультрахолодными.

Холодными называют нейтроны с энергией < 0,005 эВ. Они получаются при фильтрации тепловых нейтронов сквозь образцы поликристаллов за счет далекого хвоста спектра тепловых нейтронов.

Среди холодных нейтронов выделяют группу «ультрахолодных». Основной ее характеристикой служит явление полного отражения от материальной стенки, так как коэффициент преломления обычных веществ для нейтронов очень мал, то полное отражение испытывает лишь очень длинно-волновые нейтроны с энергией 10^-7 эВ и скоростью < 10 м/с. Их и называют ультрахолодными.

Для тепловых нейтронов, находящихся в тепловом равновесии с атомами замедлителя, характерно максвелловское распределение по скоростям

Где d_n - число нейтронов в единичном объеме в интервале скорости от до , n₀ - полное число нейтронов в единичном объема.

- наиболее вероятная скорость, то есть скорость, при которой n() имеет максимум, зависящая от температуры распределения

Наиболее вероятная скорость нейтронов при комнатной температуре (20⁰С) составляет 2200 м/с, и эта скорость соответствует энергии 0,0252 эВ.

Нейтроны с температурой Т иногда называются kT - нейтронами, хотя средняя кинетическая энергия нейтронов равна 3/2kT, в то время как kT есть наиболее вероятная энергия.

Максвеллское распределение дает не поток, а плотность нейтронов n(). Распределение потока выражается формулой:

.

Скорость, соответсвует наиболее вероятному значению потока, находится дифференцированием и равна .

Рис. 1.19

0,4 кэв<E_n<5 кэв - промежуточные или резонансные нейтроны.

Название обусловлено тем, что в этой области энергий сечения большинства процессов носит резонансный характер, хотя вообще то, резонансы могут наблюдаться и вне этой области.

Граница 5 кэВ удобна тем, что она определяет различные методы получения нейтронов < 5 кэВ метод времени пролета, > 5кэВ можно получать монохромные нейтроны на электростатических ускорителях.

5 кэВ< E_n < 20 мэВ. Эта область энергий характеризуется появлением многочисленных единиц реакций, которые энергетически невозможны при более низких энергиях нейтронов. 20 мэВ определяет границу для классической ядерной физики.

Размещено на Allbest.ru