Материал: Пустынский Л.Н. Конспект лекций по Ядерной физике
упругости должен быть пропорционален числу оголенных нуклонов, т.е. поверхности ядра. Следовательно,
ω |
|
~ |
A |
2 / 3 |
/ A = |
пов |
|
||||
|
|
|
|
|
A |
−1 / 6 |
|
,
(4.8.7)
что хорошо согласуется с экспериментальной зависимостью (4.8.4).
|
|
|
Лучшее согласие с экспериментом достига- |
|
p |
|
|
n ется, если учесть не только колебания, вызван- |
|
n + p |
||||
|
|
ные действием поверхностных сил, но и линей- |
||
|
|
|
||
|
|
|
ное натяжение из-за действия ядерных сил при |
|
Рис. 6.8.3 |
колебаниях протонов относительно нейтронов. |
|||
Очевидно, что подобные колебания должны быть пропорциональны изменению линейных размеров ядра, т.е. в формуле (4.8.6) k ~ A1/3. Поэтому частота линейных колебаний
ωлин ~ |
A |
1 / 3 |
/ A = A |
−1 / 3 |
. |
|
|
||||
Линейная суперпозиция частот (4.8.7) и (4.8.8): |
|||||
ωрез |
= аωпов + bωлин |
|
|||
дает хорошее согласие с |
экспериментальными |
||||
(4.8.8)
(4.8.9)
значениями
(Е )рез =
ωрез
при соответствующем подборе коэффициентов a и b.
Позже у легких ядер была обнаружена тонкая структур гигантского резонанса, когда вместо одного широкого максимума на кривой зависимости σ(Еγ) наблюдается несколько более узких максимумов. Объясняется тонкая структура одночастичными переходами нуклонов между уровнями нуклонных оболочек ядра при поглощении дипольных γ-квантов.
§4.9. Реакции под действием нейтронов
1.Основные свойства нейтронов
Вначале 1930 г. было установлено, что при бомбардировке - частицами бериллия (входной канал реакции (4.6.9)) возникает сильно проникающее излучение, которому, если предположить что
176
это γ-излучение, следовало приписать энергию Еγ ≈ 50 МэВ по экспериментально измеренной кинетической энергии протонов отдачи и ослаблению излучения в свинце. Такую большую энергию нельзя было согласовать с энергетическим балансом реакции. Чеддвик (1932 г.) поставил опыты, которые позволили объяснить свойства загадочного излучения, предположив, что оно представляет собой поток нейтральных частиц с массой покоя, примерно равной массе протона (см. ниже). Открытая Чедвиком частица уже имела свое название - нейтрон. Предположение о существовании в составе ядра нейтрона допускалось Резерфордом задолго до опытов Чедвика и еще в 1920 г. в своей бейкеровской лекции им были описаны основные свойства нейтрона. Тогда же им было предложено и его название.
Электрический заряд нейтрона с огромной точностью (~ 10-20 е) равен нулю. Несмотря на это, нейтрон имеет магнитный момент μ = -1,91 ядерного магнетона Бора, что свидетельствует о его внутренней структуре (см. §1.9 п.8). Из-за отсутствия электрического заряда нейтроны не участвуют в кулоновском взаимодействии ни с атомными электронами, ни с ядрами. А так как размеры ядер ~ в 10-4 раз меньше размеров атомов, то столкновения нейтронов с ядрами происходит значительно реже, чем заряженных частиц с атомами, и пути нейтронов между двумя последовательными столкновениями с ядрами составляют в конденсированных средах 1 – 10 см.
Захват же нейтронов ядрами по причинам, изложенным в §4.2, также маловероятен, и столкновения нейтронов с ядрами сопровождаются рассеянием, а не их поглощением. Поэтому потоки нейтронов принадлежат к сильно проникающему излучению.
Спин нейтрона, так же как и протона, оказался равным 1/2.
177
В отличие от протона, имеющего электрический заряд, масса mn нейтрона, из-за его электрической нейтральности, не может быть измерена с помощью масс-спектрометров.
Первое определение массы mn нейтрона было сделано Чедвиком. Схема опыта такова. Нейтроны, образующиеся в реакции (4.6.9), направлялись в ионизационную камеру, которая поочередно наполнялась водородом и азотом. Измерялась максимальная кинетическая энергия ядер отдачи, которая соответствует лобовому столкновению нейтронов с ядрами водорода или с ядрами азота в рабочем объеме ионизационной камеры. Законы сохранения энергии и импульса для упругого рассеяния при лобовых столкновениях нейтрона с неподвижным в ЛСК ядром отдачи, ведущих к передаче максимальной кинетической энергии, записываются следующим образом:
mnv2/2 = mn(v’) 2 /2 + MV 2/2,
(4.9.1)
mnv = MV - mnv’,
где mn, v и v’- масса нейтрона и его скорости до и после столкновения; M и V – масса ядра отдачи и его скорость после столкновения. Отсюда:
2v = V(1 + M/mn). |
(4.9.2) |
Так как в обоих опытах первоначальная скорость v нейтронов до
соударения оставалась одной и той же, то |
|
V(1H)·(1 + M(1H)/mn) = V(14N)·(1 + M(14N)/mn). |
(4.9.3) |
Учитывая связь скорости ядра отдачи с его кинетической энерги-
ей
V = 
2Т / М ,
из последних двух уравнений получим, что
(1 + M(1H)/mn)/(1 + M(14N)/mn) =
= 
T (14 N) M(1H)/T (1H) M(14 N) . 178
(4.9.4)
(4.9.5)
Единственной неизвестной величиной в (4.9.5), которую следует определить, является масса нейтрона mn. Этот метод позволил установить лишь то, что масса нейтрона примерно равна массе протона.
Чедвик впервые использовал и другой, более точный метод измерения массы нейтрона, основанный на анализе энергетического баланса ядерных реакций с участием нейтрона. Все последующие работы по определению массы нейтрона основывались именно на этом принципе.
Наиболее высокая точность определения массы нейтрона получена при анализе реакции образования дейтона
n + 1H → 2H + γ (4.9.6)
и обратной ей реакции 2H(γ, n)1H фоторасщепления дейтона.
Если протон неподвижен, то закон сохранения энергии для реак-
ции (4.9.6):
T |
+ m |
n |
+ m |
p |
= m |
d |
+ T |
+ E |
γ |
, |
(4.9.7) |
|
n |
|
|
|
|
d |
|
|
|||||
а из закона сохранения импульса следует, что |
|
|||||||||||
|
|
|
Td = |
|
2 |
/ 2md . |
|
|
|
|
||
|
|
|
Eγ |
|
|
|
(4.9.8) |
|||||
При Тn 0 (используется тепловые нейтроны) из (4.9.7) и (4.9.8)
получим, что |
|
|
|
|
mn |
= Eγ (1 + Eγ |
/ 2md ) + md |
− mp . |
(4.9.9) |
Массы дейтона и протона md и mp известны с большой точно-
стью, а энергия E измеряется современными гамма спектрометрическими методами.
Наиболее точное значение массы нейтрона в настоящее время
(1988 г.):
mn = 939,56563±(28) МэВ.
В скобках указана погрешность в двух последних цифрах.
179
Как уже было отмечено, нейтрон является -активной частицей с периодом полураспада 10,25 мин (τ = 887,6 ± 5 с, 1989 г.). Поэтому в свободном состоянии нейтроны в природе практически отсутствуют, если не считать небольшого количества нейтронов, рождающихся постоянно под действием космических лучей.
2. Источники нейтронов
Для получения свободных нейтронов используют различные ядерные реакции. Широко применяется в портативных нейтронных
источниках реакция |
9 |
Be(α,n) |
12 |
C |
(см. §4.6). Источники нейтронов |
|
|
такого типа имеют сплошной энергетический спектр в диапазоне ~ 1
– 10 МэВ из-за ионизационного торможения первоначально моноэнергетических α-частиц и различных прицельных параметров взаимодействия.
Моноэнергетические нейтроны можно получать с помощью ре-
акции (4.6.20) (Тn = 2,5 МэВ) и (4.6.21) (Тn = 14.1 МэВ). Реакция
(4.6.21) широко используется для получения моноэнергетических нейтронов (Тn = 14,1 МэВ) в специальных сравнительно низковольтных (0,1 - 0,3 МВ) ускорителях дейтонов, которые получили назва-
ние генераторов нейтронов.
Для получения моноэнергетических нейтронов с заданной кинетической энергией используются эндоэнергетические реакции.
Например: |
|
p + 7Li → 7Be + n, Q = -1,65 МэВ. |
(4.9.10) |
При энергии протонов возле порога (Тр = 1,88 МэВ) образуются нейтроны с энергией 30 кэВ, движущиеся в узком конусе. При увеличении энергии протонов угол раствора конуса растет. Изменяя энергию протонов от порога до 5 МэВ и угол отбора нейтронов с помощью этой реакции можно получать моноэнергетические нейтроны с энергией от 30 кэВ до 3,3 МэВ.
Реакция
180