НЕЙТРО́ННАЯ СПЕКТРОСКОПИ́Я

НЕЙТРО́ННАЯ СПЕКТРОСКОПИ́Я, раз­дел ней­трон­ной фи­зи­ки, в ко­то­ром изу­ча­ют­ся энер­ге­тич. за­ви­си­мость эф­фек­тив­ных се­че­ний взаи­мо­дей­ст­вия ней­тро­нов с яд­ра­ми и свой­ст­ва об­ра­зую­щих­ся при этом воз­бу­ж­дён­ных со­стоя­ний ядер. На­ча­ло Н. с. бы­ло по­ло­же­но Б. Брок­хау­зом с со­труд­ни­ка­ми, ко­то­рые соз­да­ли пер­вый кри­стал­лич. трёх­ос­ный ней­трон­ный спе­ктро­метр (1952) и с его по­мо­щью ис­сле­до­ва­ли не­уп­ру­гое рас­сея­ние ней­тро­нов (1955).

От­сут­ст­вие у ней­тро­на элек­трич. за­ря­да (пре­пят­ст­вую­ще­го сбли­же­нию с яд­ром за­ря­жен­ных час­тиц) де­ла­ет его уни­каль­ным ин­ст­ру­мен­том для изу­че­ния ядер­но­го взаи­мо­дей­ст­вия. Сбли­зить­ся с ядром мо­гут ней­тро­ны лю­бой энер­гии, ре­зуль­тат взаи­мо­дей­ст­вия за­ви­сит от энер­гии ней­тро­на и свойств яд­ра. При взаи­мо­дей­ст­вии мед­лен­ных ней­тро­нов с веще­ст­вом на­блю­да­ет­ся уп­ру­гое рас­сея­ние ней­тро­нов, а так­же не­ко­то­рые эк­зо­тер­мич. ядер­ные ре­ак­ции. К по­след­ним от­но­сит­ся ра­диа­ци­он­ный за­хват ней­тро­нов, со­про­во­ж­даю­щий­ся ис­пус­ка­ни­ем $γ$-кван­тов (эта ре­ак­ция на­блю­да­ет­ся для всех ядер, кро­ме $\ce{^4He}$). На не­ко­то­рых лёг­ких яд­рах с боль­шей ве­ро­ят­но­стью идут ре­ак­ции с вы­ле­том за­ря­жен­ных час­тиц, напр. ре­ак­ции $\ce{3He +n→3H+p;\: 6Li + n→3H +α ;\: ^{10}B +n→7Li +α}$ , ши­ро­ко при­ме­няе­мые для ре­ги­ст­ра­ции ней­тро­нов. За­хват ней­тро­нов отд. изо­то­па­ми ура­на и транс­ура­но­вых эле­мен­тов ($\ce{^233U,\ ^235U,\ ^239Pu}$ и др.) вы­зы­ва­ет де­ле­ние яд­ра на два (ре­же три) ос­кол­ка.

Рис. 1. Энергетическая зависимость эффективного сечения реакции захвата нейтронов нуклидом 127I.

Ха­рак­тер­ной чер­той взаи­мо­дей­ст­вия ней­тро­нов с яд­ра­ми яв­ля­ет­ся на­ли­чие ре­зо­нан­сов в энер­ге­тич. за­ви­си­мо­сти эф­фек­тив­ных се­че­ний ре­ак­ций (рис. 1). При за­хва­те ней­тро­на с энер­ги­ей $ℰ$ ядром с мас­со­вым чис­лом $A$ об­ра­зу­ет­ся яд­ро с мас­со­вым чис­лом $A+1$ в воз­бу­ж­дён­ном со­стоя­нии с энер­ги­ей воз­бу­ж­де­ния, рав­ной энер­гии свя­зи ней­тро­на в яд­ре плюс ве­ли­чи­на $ℰ_0A/(A+1)$, где $ℰ_0$ – ки­не­тич. энер­гия ней­тро­на, при ко­то­рой се­че­ние ре­ак­ции мак­си­маль­но. Энер­ге­тич. за­ви­си­мость се­че­ния $σ_с$ ре­ак­ции об­ра­зо­ва­ния со­став­но­го яд­ра в ок­ре­ст­но­сти ре­зо­нан­са опи­сы­ва­ет­ся фор­му­лой Брей­та – Виг­не­ра:$$\sigma_\text c= \piƛ^2\frac{\Gamma_n\Gamma}{(ℰ-ℰ_0)^2+\frac{\Gamma^2}{4}},$$где $ƛ= λ/2π,\; λ$ – дли­на вол­ны ней­тро­на, $Γ$ – пол­ная ши­ри­на ре­зо­нан­са, ха­рак­те­ри­зую­щая его энер­ге­тич. фор­му, $Γ_n$ – ней­трон­ная ши­ри­на ре­зо­нан­са (до­ля от $Γ$, оп­ре­де­ляю­щая ве­ро­ят­ность за­хвата ней­тро­нов).

Рис. 2. Принципиальная схема нейтронного спектрометра по времени пролёта.

Для из­ме­ре­ний эф­фек­тив­ных се­че­ний ре­ак­ций при­ме­ня­ют ней­трон­ные спек­тро­мет­ры разл. ти­пов. Наи­боль­шее рас­про­стра­не­ние по­лу­чи­ли т. н. ней­трон­ные спек­тро­мет­ры по вре­ме­ни про­лёта (рис. 2). В та­ких спек­тро­мет­рах им­пульс­ный ней­трон­ный ис­точ­ник ге­не­ри­ру­ет ко­рот­кие (дли­тель­но­стью $τ$) им­пуль­сы (вспыш­ки) со сплош­ным энер­ге­тич. спек­тром. Ней­тро­ны, про­шед­шие че­рез ми­шень, ре­ги­ст­ри­ру­ют­ся ней­трон­ным де­тек­то­ром, а спец. элек­трон­ный вре­мен­ной ана­ли­за­тор фик­си­ру­ет ин­тер­вал вре­ме­ни ме­ж­ду вспыш­кой и мо­мен­том ре­ги­ст­ра­ции ней­тро­на де­тек­то­ром. Раз­ре­шаю­щая спо­соб­ность спек­тро­мет­ра ха­рак­те­ри­зу­ет­ся от­но­ше­ни­ем $τ/L$, где $L$ – рас­стоя­ние от ис­точ­ни­ка до де­тек­то­ра. В луч­ших совр. ней­трон­ных спек­тро­мет­рах в ка­че­ст­ве ней­трон­ных ис­точ­ни­ков при­ме­ня­ют элек­трон­ные или про­тон­ные ус­ко­ри­те­ли с дли­тель­но­стью вспыш­ки 1–100 нc и ин­те­граль­ным вы­хо­дом до 10¹⁵ ней­тро­нов в се­кун­ду. Пол­ное эф­фек­тив­ное се­че­ние $\sigma_t$ ре­ак­ции оп­ре­де­ля­ют, ре­ги­ст­ри­руя по­ка­за­ния де­тек­то­ра при по­ло­же­нии ми­ше­ни в пуч­ке $(N)$ и вне пуч­ка $(N_0)$, с ис­поль­зо­ва­ни­ем со­от­но­ше­ния: $N/N_0=\text{exp}(–nσ_t)$, где $n$ – тол­щи­на ми­ше­ни, вы­ра­жен­ная в ко­ли­че­ст­ве ядер на 1 см².

Су­ще­ст­вен­но рас­ши­ря­ет ин­фор­ма­цию о свой­ст­вах ядер из­ме­ре­ние пар­ци­аль­ных се­че­ний ре­ак­ций, т. е. ве­ро­ят­но­сти разл. ре­ак­ций, иду­щих по то­му или ино­му ка­на­лу ($γ$ -рас­пад, де­ле­ние яд­ра и т. д.). Для это­го ис­поль­зу­ют со­от­вет­ст­вую­щие де­тек­то­ры, ко­то­рые рас­по­ла­га­ют ря­дом с изу­чае­мой ми­ше­нью. Об­ра­бот­ка экс­пе­рим. дан­ных по­зво­ля­ет по­лу­чить все осн. ха­рак­те­ри­сти­ки воз­бу­ж­дён­ных уров­ней со­став­но­го яд­ра: энер­гию, пол­ные и ней­трон­ные ши­ри­ны ре­зо­нан­сов, спи­ны, чёт­ность. Для боль­шин­ст­ва ста­биль­ных ядер эти ха­рак­те­ри­сти­ки (по край­ней ме­ре $ℰ_0$ и $\Gamma_n$) из­ме­ре­ны для де­сят­ков, а ино­гда и со­тен энер­ге­тич. уров­ней. Об­шир­ная ин­фор­ма­ция, по­лу­чен­ная ме­то­дом Н. с., по­зво­ля­ет най­ти рас­пре­де­ле­ние ней­трон­ных ши­рин ре­зо­нан­сов и ин­тер­ва­лов ме­ж­ду ре­зо­нан­са­ми. Из­ме­ре­ны маг­нит­ные мо­мен­ты ря­да ядер­ных уров­ней, об­на­ру­же­ны ано­маль­но боль­шие эф­фек­ты на­ру­ше­ния про­стран­ст­вен­ной чёт­но­сти при взаи­мо­дей­ст­вии по­ля­ри­зов. ней­тро­нов с яд­ра­ми.

Ин­фор­ма­ция о свой­ст­вах атом­ных ядер, по­лу­чен­ная ме­то­да­ми Н. с., иг­ра­ет су­ще­ст­вен­ную роль не толь­ко в нау­ке, но и в совр. пром-сти (в пер­вую оче­редь в ядер­ной энер­ге­ти­ке). Ре­ак­то­ры атом­ных элек­тро­стан­ций, си­ло­вых ус­та­но­вок ле­до­ко­лов и под­вод­ных ло­док не­воз­мож­но раз­ра­ба­ты­вать, не имея дан­ных Н. с., при­чём тре­бо­ва­ния к объ­ё­му и точ­но­сти этих дан­ных по­сто­ян­но по­вы­ша­ют­ся.