Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
Погрешности метода. Погрешность измерения сечений в сферической геометрии определяется погрешностями эксперимента и ошибками при расчетах. Складываясь друг с другом, они создают некоторую полную погрешность метода. Экспериментальные погрешности, появляющиеся из-за статистических флуктуадий счета, неточности воспроизведения условий «с образцом» и «без образца» и по другим аналогичным причинам, приводят к некоторому разбросу в значениях пропускания, определяемого в серии последовательных однотипных измерений. Погрешности при расчетах проистекают из-за нестрогости метода расчета, из-за неточности введения отдельных поправок, из-за погрешности в применяемой при расчетах величине aet. Их значение можно оценить только расчетом. Если все эти погрешности считать независимыми, то полную погрешность можно определить как квадратный корень из суммы их квадратов. Наибольшая погрешность, как уже отмечалось, при измерениях сферической геометрии связана, по-видимому, с трудно учитываемым эффектом резонансной блокировки сечений. Без учета этого обстоятельства погрешность измерений оказывается весьма низкой: относительная погрешность в измеряемой величине А (У Jaa может достигать 2—5%, хотя данные разных авторов различаются, как правило, значительно сильнее. Причины этих различий связаны с использованием разных методов обработки экспериментальных данных, с различием свойств применяемых детекторов и с субъективизмом при оценке разных поправок. Тем не менее в пределах имеющегося разброса данных разных авторов результаты измерений сечений в сферической геометрии оказываются весьма надежными и их можно использовать для абсолютной привязки сечений, измеренных другими методами .
§ 14.3 МЕТОД АКТИВАЦИИ
Физические основы метода. Если образующиеся при реакции А (п, х) В ядра В оказываются радиоактивными, то сечение данной реакции а можно определить измерением наведенной активности мишени. В самом деле, предположим, что тонкая мишень из исследуемого вещества облучается потоком нейтронов Ф. Число реакций в 1 сек при этом равно паФ, где п — число ядер в мишени. Дифференциальное уравнение, описывающее изменение во времени числа образующихся радиоактивных ядер N с учетом их распада, можно записать в виде
dN = поФ dt — INdt. (14.33)
488- Если к моменту начала облучения (t = 0) радиоактивных ядер в мишени не было, то решение уравнения (14.33) будет следующим:
N = поФ [1 — ехр ( — Xt)]/X (14.34)
или
А = поФ [1 — ехр ( — Xf)], (14.35)
где
A =XN ¦ (14.36)
— активность мишени к моменту времени t после начала облучения. Если теперь эту мишень извлечь из потока нейтронов и поместить в измерительную установку с эффективностью регистрации є, то данная установка будет регистрировать
а = еЛ (14.37)
импульсов в секунду. Из соотношений (14.35) и (14.37) следует
а = а [1 — ехр ( — Xf)]-1/ {гпФ). (14.38)
Таким образом, если известны абсолютное значение потока нейтронов Ф и абсолютное значение эффективности измерительной установки є, то сечение можно определить непосредственно по скорости счета регистрируемых импульсов. Однако, как было показано в предыдущих главах, измерение Ф и є связано с известными трудностями, на преодоление которых направляются основные усилия при проведении активационных измерений. Этот вопрос будет более детально рассмотрен ниже. A^ пока отметим два частных случая, с которыми часто приходится сталкиваться на практике.
Если ііериод полураспада возникающего радиоактивного продукта T не очень велик, то выгодно производить облучение в течение времени t0^> T (обычно бывает достаточно, чтобы t ^ 5 Т). При этом можно считать, что экспоненты в соотношениях (14.35) и (14.38) обращаются в нуль, поэтому соответственно
Aca = паФ (14.39)
и
о = а/ {гпФ). (14.40)
Первое из этих соотношений показывает, что при больших периодах облучения активность образца перестает зависеть от времени: число вновь образующихся ядер оказывается равным числу распадов, в результате наступает своеобразное равновесие. Величина активности Лзо, определяемая соотношением (14.39), так и называется равновесной, или активностью насыщения. При измерениях всегда желательно достичь состояния насыщения, так как при этом все расчетные соотношения оказываются наиболее простыми.
Если же период полураспада радиоактивного продукта велик (несколько недель, месяцев или еще больше), то облучение приходится часто вести в течение времени tQ <С Т. При этом ехр ( — Xt) =
489- = 1 — Xt + ... и вместо (14,35) и (14.38) соответственно получается
А = поФХ(; (14.41)
а = а/ (єпФХі). (14.42)
Как видно, при малых временах облучения активность линейно возрастает со временем, оставаясь много меньше интенсивности захвата нейтронов (М<§;1). Общий характер измерения активности образцов во времени при облучении постоянным потоком нейтронов изображен на рис. 14.5.
Проведение измерений. Облучение образцов при активационных измерениях можно проводить в ядерных реакторах, на ускорителях
или с помощью радиоактивных нейтронных источников. В реакторах образцы облучаются нейтронами с непрерывным энергетическим спектром. Использовать механические монохроматоры в большинстве случаев не удается из-за малой интенсивности даваемого ими нейтронного пучка. Метод времени пролета в его обычной форме к ак-тивационным измерениям тоже неприменим, хотя при использовании таких мощных импульсных источников нейтронов, как подземные ядерные взрывы, удается использовать метод времени, пролета для разделения нейтронов по энергиям (см. гл. 13). Для этого на расстоянии в сотни метров от места взрыва за мощным коллиматором с очень узкой щелью устанавливается вращающаяся мишень из исследуемого вещества, делающая за время эксперимента только один оборот. Очевидно, что в каждую точку мишени через коллиматор будут попадать нейтроны какой-то одной энергии, поэтому, измерив распределение активности по мишени, можно определить энергетическую зависимость интересующего сечения.
