Спектрометрия нейтронов. 1. Грубые методы оценки энергетических распределений нейтронов
 Скачать 1.53 Mb.
|
|
2. Метод ядер отдачи Физические основы метода. При упругом рассеянии быстрых нейтронов возникают ядра отдачи, энергия которых ЕА однозначно связана с начальной энергией нейтронов Е, углом между траекториями движения нейтрона до рассеяния и ядра отдачи ер и массовым числом ядра отдачи А:  (2.1)где  (2.2)Поэтому измерение энергии ядер отдачи любым методом, используемым при спектрометрии заряженных частиц, позволяет определить энергии нейтронов. Большое значение имеет выбор вещества, на ядрах которого будут рассеиваться нейтроны. Очевидно, что наиболее целесообразно использовать самые легкие элементы, так как из соотношений (2.1) и (2.2) видно, что чем ближе А к единице, тем большую энергию имеют ядра отдачи, и кроме того, у легких элементов сечение рассеяния имеет более простую зависимость от энергии нейтронов, что облегчает интерпретацию результатов. Наиболее часто в качестве рабочего вещества используется водород, но иногда применяют и другие вещества (дейтерий, гелий). В случае водорода α ≈ 1, поэтому приведенные выше соотношения приобретают наиболее простой вид. В частности, максимальная энергия протонов отдачи просто равна максимальной энергии нейтронов. Кроме того, плавная зависимость сечения рассеяния от энергии и изотропное угловое распределение рассеиваемых нейтронов в системе центра инерции делают водород очень удобным веществом для использования в спектрометрических приборах. Водородом можно непосредственно наполнять ионизационные камеры, пропорциональные счетчики и камеры Вильсона. Используют также более сложные вещества, в состав которых входит водород: тонкие пленки из полиэтилена для радиаторов, органические сцинтилляторы и некоторые другие. Все методы измерений, в основу которых положена регистрация ядер отдачи, можно разделить на две группы дифференциальные и интегральные. 2.1. Дифференциальные методы измерений. Если направление движения нейтронов известно и при этом используется прибор, позволяющий определить не только энергию, но и направление вылета ядра отдачи (например, фотопластинка или камера Вильсона в потоке нейтронов, идущем от мишени ускорителя), то единственной неизвестной величиной в соотношении (13.33) остается энергия нейтрона Е, которую лепи можно найти. Следует отметить, что при указанных условиях эксперимента энергию нейтрона можно определить отдельно для каждого наблюдаемого акта появления ядра отдачи. Разновидностью данного метода являются измерения в «xopoшей» геометрии, когда ядра отдачи образуются не в самом детекторе, а в тонком слое радиатора, причем в детектор попадают ядра отдачи в пределах лишь малого телесного угла (i) (рис. 2.1).  Рисунок 2.1. – Регистрация ядер отдачи в пределах малого телесного угла: 1 – радиатор, 2 – детектор При малых размерах радиатора и детектора по сравнению с расстоянием между ними угол φ можно считать фиксированным. Если при этом на радиатор падает пучок монохроматических нейтронов, то в детектор попадают ядра отдачи с одной энергией, измерение которой позволяет легко найти Е с помощью соотношения (2.1). Если пучок нейтронов немонохроматический, то измеряя энергетическое распределение попадающих в детектор ядер отдачи W (Е А ), можно легко найти спектр падающих на радиатор нейтронов:  (2.3) где К – нормировочная константа. Таким образом, переход от наблюдаемого спектра ядер отдачи к спектру нейтронов в данном случае сводится к перенормировке шкалы энергий (замена ЕА на αЕ cos 2 φ) и к учету зависимости сечения рассеяния на угол φ от энергии нейтронов Е. Сравнивая свойства различных детекторов, применяемых при дифференциальных измерениях, следует отметить, что использование фотопластинок отличается простотой самого эксперимента и документальностью результатов, однако проявленные пластинки очень трудно обрабатывать, а информацию о спектре можно получить лишь спустя долгое время после прекращения облучения. То же самое можно сказать и о камерах Вильсона, которые к тому же представляют собой довольно сложные установки. Приборы, аналогичные изображенному на рис. 2.1, применять значительно удобнее. В таком приборе информация поступает непосредственно во время эксперимента в виде электрических импульсов, которые можно сразу же обрабатывать с помощью соответствующих электронных схем. Для отделения протонов от других заряженных частиц (например, ядер отдачи углерода) часто в качестве детектора используют систему из двух последовательно расположенных счетчиков так называемый телескоп. Разновидностью данного метода измерений является ионизационная камера с твердым радиатором и коллиматором протонов отдачи (рис. 2.2).  Рисунок 2.2. – Ионизационная камера с твердым радиатором и коллиматором ядер отдачи: 1 – коллиматор; 2 – электроды; 3 – радиатор Если ось коллиматора совпадает с направлением пучка нейтронов, то в рабочий объем камеры будут попадать лишь протоны, образовавшиеся при лобовых столкновениях, поэтому интерпретация результатов эксперимента будет наиболее простой. Общий недостаток подобных устройств заключается в их чрезвычайно низкой эффективности из-за неизбежно малых толщин радиаторов и незначительных телесных углов. Попытки увеличить эффективность приборов привели к разработке метода электронной коллимации, суть которого сводится к следующему. Основная часть электронного импульса в цилиндрическом газовом счетчике образуется при прохождении первичных электронов через область, непосредственно примыкающую к центральному электроду. Поэтому если вдали от этого электрода в газе счетчика появляются заряженные частицы с одинаковой энергией, но с различной ориентацией треков, то электрические импульсы от них имеют одинаковые амплитуды (рис. 2.3).    Рисунок 2.3 – У описанию принципа электронной коллимации: а – различная ориентация треков ядер отдачи в счетчике (трек 3 расположен под углом к плоскости рисунка); б – форма импульсов напряжения на собирающем электроде счетчика для треков 1, 2 и 3 Однако, если в случае трека, параллельного оси счетчика 1, все электроны проходят одинаковые пути и попадают на собирающий электрод практически одновременно, то во всех других случаях 2 электроны приходят не одновременно, в результате передний фронт электрического импульса оказывается затянутым. Поэтому если в электронную схему ввести элемент, который будет пропускать импульсы только с короткими передними фронтами, то такая схема отберет только те случаи, когда трек протока был параллелен оси счетчика. В действительности дело обстоит несколько сложнее. Если трек составляет С осью счетчика значительный угол, но расположен в плоскости, перпендикулярной диаметральной плоскости счетчика 3, то длины путей электронов будут различаться в значительно меньшей степени и, следовательно, передний фронт импульса от такого трека будет весьма коротким. Кроме того, длительность переднего фронта зависит не только от ориентации трека, но н от его длины, т. е. от энергии ядра отдачи, а следовательно, от энергии рассеявшегося на ядре нейтрона. Энергетическое разрешение прибора оказывается невысоким, поэтому широкого применения данный метод не получил. Следует отметить еще один метод дифференциальных измерений. Если в пучке нейтронов установить сцинтилляционный счетчик с органическим сцинтиллятором, а вне пучка другой такой же счетчик, то появление в обоих счетчиках совпадающих во времени импульсов должно означать, что нейтрон в первом счетчике рассеялся как раз под углом θ, равным углу между осью пучка нейтронов и линией, соединяющей центры этих двух счетчиков. Поскольку при рассеянии нейтронов протонами углы θ и φ связаны известным соотношением φ + φ = π/2, измерение амплитудного распределения импульсов в первом счетчике, совпадающих с импульсами во втором счетчике, позволяет с помощью приведенных выше соотношений получить спектр нейтронов. Несмотря на то, что в этом методе для получения хорошего разрешения требуется, чтобы телесный угол, под которым второй счетчик «виден» из первого, был мал, общая эффективность прибора оказывается гораздо более высокой за счет большей массы кристаллов по сравнению с тонкой пленкой радиатора. |