Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
_к
7Li (р, п)1 Be53 cy™7Li
и
51 V (р, п)52Сг"тх——> 61V.
\Г> ! '28 суток
Основные трудности при применении этого метода возникают из-за флуктуаций пучка ускоряемых частиц во времени, а также из-за сильной анизотропии вылета нейтронов из мишени. В общем случае интенсивность рождения радиоактивных ядер в мишени есть неизвестная функция времени An (t), и тогда к моменту времени т активность мишени
T
A = K ехр (—Xt') ^ An (/) ехр [—К (т — /)] dt (10.45) о
[при An = const соотношение (10.45) переходит в (10.44)]. В случае переменного значения An(t) активность мишени не позволяет непосредственно судить о числе рожденных нейтронов. Однако поскольку между током пучка ускоренных ионов I (t) и величиной An(t) имеет место очевидная пропорциональность:
An(t) = KI (0. (10.46)
где К — неизвестный пока коэффициент, то, измеряя с помощью самопишущего прибора изменения тока пучка в течение всего эк-
329- сперимента, можно, преобразовав (10.45) к виду
т
A=XK ехр (--кт') ^ / (t) ехр [ —А, (т—/)] dt, (10.47) о
найти входящий сюда интеграл методами численного интегрирования, а затем определить и коэффициент К
K = Aj |л,ехр(—Хт') jj /(/) ехр [—X(т—t)] dt J. (10.48)
Теперь с помощью соотношения (10.46) и записанной на ленте самописца функции I(t) легко найти интенсивность выхода нейтронов в любой'момент проведенного облучения мишени t или же рассчитать полное число нейтронов, возникших за все время эксперимента:
Nn = \An(t)dt. (10.49)
Еще проще данная проблема решается, если время облучения т много меньше периода полураспада образующегося радиоактивного нуклида. В этом случае в соотношении (10.45) можно считать, что
ехр [ — X (т— 01 ^ (10-50)
и тогда
А = XNn ехр ( — Хт). (10.51)
Анизотропию вылета нейтронов из мишени можно легко учитывать, если известно угловое распределение нейтронов для данной реакции.
Измерения в 4я-геометрии. Абсолютные измерения активности источников нейтронов в 4я-геометрии позволяют избежать многих из отмеченных выше трудностей. Для таких измерений необходим детектор, который не только окружал бы источник со всех сторон, но и обладал бы также сферической симметрией. Кроме того, для исключения зависимости эффективности от энергии нейтронов в детекторе должны полностью поглощаться все нейтроны, испускаемые источником.
Наиболее полно всем этим условиям удовлетворяет однородная бесконечная среда, окружающая источник со всех сторон. Нейтроны могут регистрироваться или по'актам взаимодействия с атомами самой среды, или введенными в нее специальными детекторами (камерами, счетчиками, фольгами активируемых материалов и др.). В настоящее время применяется несколько вариантов этого метода, главные из которых рассматриваются ^ниже.
Метод пространственного интегрирования. Если источник нейтронов находится в[бесконечной поглощающей среде, то при установившемся равновесии число испускаемых источником нейтронов An
330- равно, естественно, числу нейтронов, поглощаемых в течение 1 сек во всей среде:
оо -eManc
An = 4п Jj г2 dr 2 Jj <р (г, Е) noi Oi (E) dE. (10.52) 'о ' о
В этом соотношении noi — число ядер і-то компонента среды в 1 см3; Oi ¦— сечение поглощения нейтронов с энергией E этим компонентом; Ф (г, Е) — дифференциальный поток нейтронов на расстоянии г от источника. Не ограничивая общности рассмотрения, второй интеграл в последнем соотношении можно представить в следующем виде:
F
макс
J Ф(г, Е) UoiOi(E) dE = <b\(r)n0io](r), (10.53)
о
где Ф (г) — полный поток нейтронов на расстоянии г от источника; Oi (г) — среднее сечение поглощения нейтронов в той же точке; оно является функцией радиуса, поскольку форма энергетического спектра нейтронов изменяется при удалении от источника. При этом
OO
An =4л\ф (г) г2 Y UoiOi (г) dr. (10.54)
о г
Поместим в точку г точечный детектор нейтронов (под словом точечный здесь понимается такой детектор, размеры которого значительно меньше г, поэтому можно считать, что все его части облучаются одинаковым потоком нейтронов; кроме того, считается, что введение такого детектора вереду практически не искажает распределения ПОТОКОВ нейтронов В ней). Если детектор содержит Лд ядер активного вещества и среднее сечение взаимодействия нейтронов с этим веществом есть Од, то число регистрируемых в 1 сек нейтронов
а (г) = Ядф (г) Од (г). (10.55)
Данное соотношение справедливо при условии, что каждый акт взаимодействия нейтронов с веществом детектора регистрируется с вероятностью, близкой к единице; это условие достаточно хорошо выполняется, если в качестве детектора используется, например, пропорциональный счетчик с BF3.
Вводя среднее сечение поглощения нейтронов ядрами среды
oa(r) = Iin0iol(r)/nb, (10.56)
і
из трех последних соотношений получаем
OO _
An= 4я Г а (г) п°У(г) г2 dr, (10.57)
•J "д Од (г)
331- где п0 = 2 noi — число]всех ядерЪреды в 1 см3. В общем случае стоя-І
щее под интегралом отношение сечений является неизвестной функцией радиуса, определение которой связано со значительными трудностями. Однако этих трудностей можно избежать введением в среду в качестве поглотителя вещества, идентичного с рабочим веществом детектора. Так, если детектором служит борный счетчик, то в среду вводят также бор. При этом в числителе последнего.соотношения произведение (r) СЛЄДУЄТ ЗЭМеНИТЬ суммой ЯП(7П (Г) + IlcOc (Г), где пп — число ядер в 1 см3 введенного вещества; пс — число ядер остальных компонентов среды; Oa и Oc — их средние сечения поглощения. Если количество вводимого поглотителя достаточно велико, то
