Материал: Пустынский Л.Н. Конспект лекций по Ядерной физике
p + 3H → 3He + n, Q = -0,764 МэВ |
(4.9.11) |
почти вытеснила реакцию (4.9.10) на литии. Пороговое значение энергии протонов Тр = 1,019 МэВ, при которой образуются нейтроны с энергией 64 кэВ. Достоинством этой реакции является отсутствие возбужденных состояний ядра 3Не, что позволяет получать моноэнергетические нейтроны с энергией от 64 кэВ до 4 МэВ.
Для получения нейтронов используют фотоядерные реакции, например (энергии нейтронов указаны вблизи порога):
γ + |
2 |
Н → p + n, |
|
|
|||
9 |
Be → 2α + n |
||
γ+ |
|||
.
(4.9.12)
При изменении энергии γ-квантов с помощью реакций (4.9.12) можно получать почти монохроматические нейтроны с энергиями ~
0,01 ÷ 1 МэВ.
Свободные нейтроны можно получать при делении тяжелых ядер. Нейтроны деления образуются либо в актах спонтанного распада ядер, либо в результате реакций деления (вынужденное деление).
В настоящее время получили большое распространение источники
нейтронов, использующие спонтанное деление
252 |
Cf |
|
98 |
||
|
, дающих
большой удельный поток нейтронов ~ 2,5 106 нейтронов в секунду
на 1 мкг
252 |
Cf |
|
. Энергетический спектр нейтронов источника
252 |
Cf - сплошной, с максимумом при энергии нейтронов около 1 |
|
МэВ, по внешнему виду мало отличается от спектра деления ядер урана и плутония.
Большие потоки нейтронов возникают при работе ядерных реакторов. Через поверхность активной зоны реактора проходит до 1017 – 1018 нейтронов в секунду. В центральной части активной зоны реакторов на быстрых нейтронах плотность потока нейтронов может достигать ~ 1016 (см2 с)-1.
181
Мощным источником нейтронов является ядерный взрыв. В цепной реакции деления при взрыве образуется 2 1023 нейтронов на 1 кт тротилового эквивалента (количества тротила, эквивалентное по энергии взрыва). При термоядерном взрыве образуется примерно в 10 раз больше нейтронов в расчете на 1 кт тротилового эквивалента. Ядерный взрыв, образующий 1024 нейтронов, на расстоянии 100 м создает интегральный по времени поток нейтронов (флюэнс) ~ 1010
см-2.
Для получения нейтронов используются электронные ускорители (см. §4.8) в качестве генераторов тормозного излучения с последующим образованием нейтронов в ( ,n) реакциях (§4.8).
При облучении тяжелыми заряженными частицами нейтроны можно получать из любой мишени при достаточной (> 10 MэB) энергии частиц р, , d.
3. Энергетические группы
Двигаясь в средах, нейтроны проявляют удивительное многообразие свойств. Нейтроны эффективно взаимодействуют с ядрами от самых малых достижимых энергий Tn ~ 10-7 эВ. Нейтроны могут вступать с ядрами в различные ядерные реакции и поглощаться или испытывать на ядрах упругое или неупругое рассеяние, участвуя в диффузионном движении. Вероятности этих процессов определяется кинетической энергией нейтронов, и поэтому оказывается целесообразным разделение их по принадлежности к энергиям на определенные энергетические области или группы, для которых характерны определенные виды ядерных взаимодействий.
По величине кинетической энергии Tn нейтроны разделяются на две большие группы – медленные (0 < Tn ≤ 1000 эВ) и быстрые (Tn > 100 кэВ). Замыкают эти две области энергий т.н. промежуточные нейтроны. В свою очередь, область медленных нейтронов подразде-
ляется на холодные, тепловые и резонансные нейтроны. Следует,
182
однако, иметь в виду, что любая градация свойств нейтрона по энергии условна. Ниже дается одна из возможных схем подобной классификации.
|
|
|
Тn < 0,025 |
эВ, |
|
холодные |
|||
Медленные |
тепловые |
Тn = 0,025 |
0,5 эВ, |
|
|
резонансные |
Тn = 0,5 эВ 1 кэВ. |
||
|
|
|
Тn = 1 100 кэВ. |
|
|
Промежуточные |
|||
|
Быстрые |
Тn = 100 кэВ 14 МэВ. |
||
При взаимодействии с веществом у холодных нейтронов отчетливо проявляются волновые свойства. Например, де-бройлевская длина волны нейтрона
|
|
|
|
4,55 |
10 |
−10 |
|
[см] = |
|
= |
|
||||
2T |
/ m |
|
T |
[эВ] |
|||
|
n |
|
|||||
|
n |
|
|
n |
|
|
|
(4.9.13)
становится сравнимой с размером атома (~ 10-8 см) при энергии нейтрона Тn ≤ 0,002 эВ. Нейтронные волны в веществе могут испытывать дифракцию, преломление, отражение (даже полное), могут поляризоваться. В отличие от рентгеновских лучей, которые испытывают рассеяние на электронах, нейтроны рассеиваются на ядрах. Поэтому дифракция холодных нейтронов дает информацию не об электронной, а непосредственно о ядерной, т.е. атомномолекулярной структуре вещества. Дифракция холодных нейтронов позволяет производить кристаллографические исследования сплавов и соединений с близкими атомными номерами, когда рентгенографические исследования оказываются бессильными. Сечение захвата нейтронов ядрами при уменьшении энергии нейтронов сильно возрастает в соответствии с законом «1/vn», где vn - скорость нейтронов, и в этой энергетической области может иметь громадное значение.
183
Получение холодных нейтронов сложный и дорогостоящий технический процесс и по этой причине они не используются в ядерной энергетике.
Энергия Тn = 0,025 эВ определяет область тепловых нейтронов, которая соответствует комнатной температуре Т = 290 К и скорости нейтронов vn = 2200 м/с. Эти величины часто используются в качестве стандартных для тепловых нейтронов. Энергия тепловых нейтронов определяется тепловым равновесием со средой. Поэтому тепловые нейтроны имеют большой разброс по энергиям, а заметная доля нейтронов имеет энергию больше стандартной, равной kT. Температура в ядерном реакторе значительно превышает комнатную
ипоэтому к тепловым нейтронам относят обычно нейтроны с энергиями до ~ 0,5 эВ. Сечения реакций нейтронов с ядрами, в том числе
иприводящие к делению, в этой области также достаточно велики. Получение тепловых нейтронов в огромных количествах являет-
ся хорошо освоенным процессом, и тепловые нейтроны находят широкое применение в ядерной энергетике.
nf, барн
104
103
102
10
1
10-3 10-2 10-1 1 |
10 |
102 103 104 105 106 Tn, МэВ |
Рис. 4.9.1.
Нейтроны с энергией Тn = 0,5 эВ 1 кэВ называются резонансными потому, что в этой области для средних и тяжелых ядер сече-
184
ния нейтронных реакций имеют обычно много тесно расположенных резонансов. В качестве примера на рис. 4.9.1 показана зависимость сечения деления 235U от энергии нейтронов.
В промежуточной области энергий нейтронов отдельные резонансы сливаются (исключением являются легкие ядра) и сечения в среднем падают с ростом энергии нейтронов.
Быстрые нейтроны имеют огромное прикладное значение, так как в большинстве реакций, используемых для получения свободных нейтронов, кинетическая энергия образующихся нейтронов Тn > 100 кэВ. В ядерной энергетике при делении ядер рождаются быстрые нейтроны со средней энергией ~ 2 МэВ, которые используются для последующего деления ядер непосредственно, или после замедления.
Сечение взаимодействия быстрых нейтронов с ядрами существенно меньше, чем у тепловых или резонансных нейтронов. Полное сечение (сумма сечений всех возможных процессов) в быстрой
области σt 2 (R + ) |
2 |
, где R - радиус ядра, а |
|
- де-бройлевская |
|
длина волны нейтрона (4.9.13). Главная особенность быстрой области состоит в том, что вероятность образования составного ядра в
ней мала и полное сечение примерно равно сечению рассеяния s,
которое равно сумме сечений упругого σel и неупругого рассеяния
σnel:
σt σ s = σel + σnel |
(4.9.14) |
При энергии нейтронов Тn > 8 МэВ сечение рассеяния на тяжелых ядрах снижается из-за конкуренции реакций (n,2n) и (n, f).
Быстрые нейтроны с энергией Тn > 10 МэВ имеют дебройлевскую длину волны порядка размеров ядра и нейтронная волна может испытывать дифракционное рассеяние на ядрах, а веро-
185