Содержание к диссертации
Введение
2. Измерение полных нейтронных сечений 209Ві и 208РЬ: оценка электрической поляризуемости нейтрона 13
2.1. Постановка задачи 13
2.2. Исторический обзор выполненных экспериментов по измерению полных сечений . 16
2.3.Экспериментальная установка 23
2.4.Система накопления данных 27
2.4.1. Состав системы накопления данных 27
2.4.2. Принцип работы системы накопления данных 30
2.4.3. Программное обеспечение системы накопления данных 32
2.5. Результаты 34
2.5.1. Висмут и кремний 34
2.5.2. Свинец-208 и углерод 37
2.6. Леоретическое описание полных сечений 50
2.7.Обработка результатов 51
2.7.1. Висмут 51
2.7.2. Свинец-208 52
2.8.Обсуждение результата, полученного в Ок-Ридже 57
2.9.Выводы 59
3. Измерение полных нейтронных сечений РЬ, РЬ и РЬ 60
3.1.Измерение полных нейтронных сечений 207РЬ 60
3.2.Измерение полных нейтронных сечений РЬ ; 63
3.3.Измерение полных нейтронных сечений 204РЬ 66
3.4. Пересчет полного сечения 208РЬ и поляризуемости нейтрона 69
3.5.Выводы 71
4. Нейтронные сечения деления свинца и висмута относительно 235U в диапазоне энергий до 200 МэВ 72
4.1.Введение 72
4.2.Экспериментальная процедура 73
4.3.Обработка данных 82
4.4. Результаты измерений 87
4.5.Выводы 92
5. Исследования полных нейтронных сечений в рамках получения оценки электрической поляризуемости нейтрона 93
6. Предварительные результаты измерения полных нейтронных сечений natPb в МэВ-ном диапазоне энергий 101
6.1.Введение 101
6.2.Экспериментальная установка 102
6.3.Обработка данных 104
6.4. Результаты 106
6.5.Выводы 108
7. Заключение 110
8. Благодарности 112
Литература 114
- Исторический обзор выполненных экспериментов по измерению полных сечений
- Леоретическое описание полных сечений
- Пересчет полного сечения 208РЬ и поляризуемости нейтрона
- Предварительные результаты измерения полных нейтронных сечений natPb в МэВ-ном диапазоне энергий
Введение к работе
1.1. Появление у нейтрона наведенного электрического дипольного момента J при воздействии на него электрическим полем Ё является одной из важных характеристик, отражающей особенности его строения. Эта информация заключена в величине ал, которая носит название поляризу емости и является коэффициентом пропорциональности между дипольным моментом и вызывающим его электрическим полем (d =а„Ё). Величина поляризуемости фактически характеризует жесткость связи составных частей нейтрона, имеющих противоположные электрические заряды.
Для обнаружения данного эффекта электрическое поле должно быть чрезвычайно сильным. Поля необходимой величины существуют вблизи тяжелых ядер. Поэтому информацию о поляризуемости нейтрона можно получить, выполняя прецизионные измерения полных нейтронных сечений тяжелых ядер [1,2], например, 209Bi и 208РЬ.
К моменту начала выполнения данной работы (1986 г.) существовало два экспериментальных результата для величины поляризуемости нейтрона, полученные в Дубне [3] On < 5-Ю*3 Фм3 и Гархинге [4] с^ = (3±4)-10~3 Фм3. Основным ограничением в дальнейшем улучшении точности получаемых оценок являлось неопределенность в знании экспериментальных фонов при проведении измерений, В силу большой значимости величины электрической поляризуемости нейтрона для современных теорий строения нуклона (см., например, [5,6]) представляется чрезвычайно важным получить новую оценку ее величины в эксперименте, выполненном в лучших, чем в [3], фоновых условиях и на источнике с непрерывным спектром нейтронов (по сравнению с [4]). Такой эксперимент был выполнен на нейтронном спектрометре ГНЕЙС [7] и его результаты представлены в этой работе.
1.2. В ситуации, когда исследователи достигли очень малых эксперимен- тальных ошибок для величины о,,, стала понятна важность учета всех обстоятельств, которые могут привести к искажению полных сечений. В том числе необходимо точно учесть вклад в полное сечение других изотопов, таких как 2 7РЬ, 206РЬ и 204РЬ при измерениях с образцом 208РЬ. Дополнительная мотивация проведения этих измерений состояла в том, что данные по нейтронным полным сечениям изотопов свинца весьма скудны, а при низких энергиях — практически отсутствуют [8,9].
1.3. Давно существует потребность в информации о реакции деления тяжелых ядер частицами промежуточных энергий. Однако систематические экспериментальные исследования деления и оценка ядерных данных в этой энергетической области начались сравнительно недавно, что связано, прежде всего, с новыми технологическими применениями реакции деления, а также с возросшими возможностями современных нейтронных источников, и экспериментальной техники. Среди новых применений данных по сечениям деления при энергиях выше 20 МэВ наиболее важными являются трансмутация отходов ядерных технологий и производство энергии с помощью пучков ускорителей, использование оружейного плутония в мирных целях, защита ускорителей и космических аппаратов, радиационная терапия, материаловедение и т.д. В последние годы существенно выросла потребность в информации по нейтронным и протонным сечениям деления свинца и висмута при промежуточных энергиях, в основном из-за предполагаемого использования этих металлов в качестве конструкционных материалов нейтронообразующих мишеней на сильноточных протонных ускорителях нового поколения. Кроме того, нейтронные сечения деления РЬ и Bi очень удобны для использования в качестве стандарта при промежуточных энергиях, так как оба они имеют пороги при энергии примерно 25-40 МэВ, что исключает влияние нейтронов более низких энергий. Для получения систематических надежных данных по сечениям деления свинца и висмута в диапазоне энергий от порога до 200 МэВ на нейтронном спектрометре ГНЕЙС [7] был выполнен эксперимент, посвященный измерению этих сечений.
В задаче исследования поляризуемости нейтрона в течение многих лет существует сильное противоречие в величинах поляризуемости, извлекаемой из данных, полученных в электрон-вольтном и мегаэлектрон-вольтном диапазонах энергий, см., например, обзор [10] и главу 5 настоящей работы. Величина этого противоречия достигает двух порядков величины. Недавно появившаяся работа Покотило вского [11,12] дает возможное объяснение этому противоречию введением нового дальнодействующего потенциала в потенциал нейтрон-ядерного взаимодействия. Для тестирования этого предположения необходимо проведение прецизионных (с точностью порядка 1 мб) измерений полных сечений и сечений рассеяния нейтронов в МэВ-ном диапазоне энергий. Эксперименты такого типа могут дать новые перспективы в задаче изучения электрической поляризуемости нейтрона методами нейтронной физики наряду с недавними экспериментами по упругому [13] и неупругому [14] рассеянию гамма-квантов на дейтроне. Для проверки возможности проведения таких экспериментов на нейтронном спектрометре ГНЕЙС [7] были выполнены пробные измерения полных нейтронных сечений свинца в диапазоне энергий 1 — 200 МэВ с использованием установки, разработанной для измерения сечений деления быстрыми нейтронами.
Все перечисленные выше эксперименты были выполнены на Гатчинском нейтронном спектрометре ГНЕЙС [7] с импульсным источником нейтронов типа спаллейшн, предназначенном для исследований нейтрон-ядерных взаимодействий с использованием техники времени пролета в широком диапазоне энергий нейтронов от — 10 эВ до сотен МэВ, см. рис. I. Спектрометр создан на базе синхроциклотрона Петербургского института ядерной физики Российской Академии Наук с энергией протонов I ГэВ.
ЗДАНИЕ ГНЕЙС ^НЕЙТРОННЫЕ .ЛОБУШК
ПРОБНОЕ ИЗМЕРЕНИЕ ПОЛНОГО
СЕЧЕНИЯ ""РЬ В ДИАПАЗОНЕ
ЭНЕРГИЙ 0,6-200 МзВ
ИЗМЕРЕНИЕ СЕЧЕНИЙ ДЕЛЕНИЯ "^РЬ и *В1 НЕЙТРОНАМИ С
ЭНЕРГИЯМИ ДО 200 МэВ
ИЗМЕРЕНИЕ ПОЛНЫХ НЕЙТРОННЫХ СЕЧЕНИЙ '""РЬ, РЬ И ""РЬ
КОЛЛИМАТОРЫ
ПРЕЦИЗИОННЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ ПОЛНЫХ НЕЙТРОННЫХ СЕЧЕНИЙ ""В!, ""РЬ: ОЦЕНКА ЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ ПОЛЯРИЗУЕМОСТИ НЕЙТРОНА
ПУЧОК
РЬ-ЮЯИЕНЬ пилонов
Привод системы "мишень-замедлитель"
Рис.1. Общий вид спектрометра ГНЕЙС. На вставках приведены названия выполненных в данной работе экспериментов.
Основные характеристики синхроциклотрона ПИЯФ приведены в табл. 1. Импульсным источником нейтронов служит система из свинцовой мишени с водяным охлаждением и полиэтиленового-замедлителя, помещенных внутри вакуумной камеры ускорителя. Импульс быстрых нейтронов образуется в результате отклонения протонного пучка со стационарной траектории и сброса его на свинцовую нейтронообразующую мишень, расположенную ниже медианной плоскости ускорителя. Длительность протонного банча отклоненного пучка составляет ~ Шнс, частота повторений <50 Гц, величина тока внутреннего пучка < 3 мкА. В итоге средняя интенсивность быстрых нейтронов составляет ~ 3-10" н/с в полный телесный угол 4л;. Замедлитель расположен выше медианной плоскости ускорителя. Взаимное расположение
Табл. 1. Основные характеристики синхроциклотрона ПИЯФ.
Табл. 2. Параметры импульсного источника нейтронов.
Табл. 3. Параметры спектрометра ГНЕЙС. свинцовой мишени и замедлителя показано на вставке в рис. 1. Параметры импульсного источника нейтронов приведены в табл. 2. Из вакуумной камеры ускорителя выводятся пять нейтронных пучков, которые формируются латунным коллиматором К2, стальным коллиматором К2, и через каналы в защитной стене главного зала ускорителя, состоящей из тяжелого бетона толщиной 6 м, и вакуумиро ванные нейтронопроводы доставляются в экспериментальный зал лабораторного здания спектрометра ГНЕЙС. Оси нейтронных пучков № 1-4 "смотрят" на замедлитель, а ось пучка N 5, проходящего над пучком №4, направлена на свинцовую мишень. Это определяет спектр того потока нейтронов, который обеспечивают разные нейтронные пучки спектрометра: основная доля нейтронного потока пучков № 1-4 находится в области энергий от - 10"2эВ до сотен кэВ, а пучок № 5 обеспечивает нейтронный поток с энергиями до сотен МэВ. Длины пролетных баз пучков составляют 35-50 м, что определяется размерами экспериментального зала. В табл. 3 приведены основные параметры спектрометра ГНЕЙС, на рис. 1 показано его общее расположение. Высокое качество нейт-ронного источника ГНЕЙС (высокая интенсивность нейтронов и короткий импульс) делает сравнимыми экспериментальные возможности ГНЕЙС с возможностями времяпролетных спектрометров, основанных как на линейных ускорителях электронов, например, ORELA (Ок-Ридж, США), GELINA (Гиль, Бельгия), ЛУЭ-40/ИБР-30 (Дубна, Россия, закрыт в 2002 г.), так и высокоинтенсивных ускорителях протонов, например, LANSCE (Лос Аламос, США), недавно созданная установка "n_TOF Collaboration" в CERN (Женева, Швейцария).
1.6. Использование уникальных характеристик ГНЕЙС позволило за длительный срок его эксплуатации, как физической установки, выполнить большое количество нейтронных экспериментов. В данной работе описана серия экспериментов, выполненных на спектрометре ГНЕЙС в области исследования характеристик нейтронных реакций при их взаимодействии с тяжелыми ядрами, для решения фундаментальных и прикладных задач ядерной физики. В главе 2 описан эксперимент по прецизионному измерению полных сечений В і и РЬ, а также Si и С в диапазоне энергий нейтронов
1 эВ — 20 кэВ, выполненный для получения оценки электрической поляризуе мости нейтрона. Сечения измерены с относительной точностью 10~3, получена оценка величины электрической поляризуемости нейтрона otn = (2,4 + 1,1)- 10' Фм . Эксперимент был поддержан грантом РФФИ 97-02-16184. В главе 3 описан эксперимент по измерению полных нейтронных сечений 204РЬ, 206РЬ и 2 7РЬ в этом же энергетическом диапазоне, выполненный с целью уточнения поправок на примесные изотопы при получении оценки электрической поляризуемости нейтрона. Дополнительная. мотивация этого эксперимента — данные для этих изотопов крайне скудные. Эксперимент был поддержан грантами РФФИ 97-02-16184 и 00-02-17876. В главе 4 описан эксперимент по измерению нейтронных сечений деления natPb и209Ві в диапазоне энергий нейтронов 30 — 200 МэВ. Потребность в получении такой информации обусловлена рядом прикладных задач, основная из которых — трансмутация отходов ядерных технологий. Это исследование было поддержано грантом МНТЦ 609. В главе 5 сделано краткое описание экспериментальной и теорети ческой ситуации, сложившейся в области исследования поляризуемости нейтрона, когда из данных, полученных в разных энергетических диапазонах, поляризуемость извлекалась с разницей в 2 порядка величины. Обращено внимание на появившуюся недавно работу Покотиловского, дающую возмож ное объяснение этому противоречию введением нового дальнодействующего потенциала в потенциал нейтрон-ядерного взаимодействия, предложен эксперимент на нейтронном спектрометре ГНЕЙС, который может позволить протестировать сделанное предположение. В главе 6 приведены предвари- тельные результаты этого эксперимента, в котором были измерены полные сечения nalPb в диапазоне энергий нейтронов 0,5 — 200 МэВ с относительной точностью (2-3)-10" , показана возможность использования установки, применявшейся в эксперименте по измерению сечений деления в МэВ-ном энергетическом диапазоне, для измерения полных сечений. Эксперимент был поддержан грантом РФФИ 00-02-17876.
Основное содержание диссертации составили работы [10, 15, 18, 20, 25, 32-37, 39,40,4Ф49, 58-60,90].
Результаты, полученные в диссертации, неоднократно докладывались на всероссийских и международных конференциях, в частности на Международных семинарах по взаимодействию нейтронов с ядрами в О ИЛИ, г. Дубна (в 1997, 1998, 1999, 2000, 2001, 2002 годах), Международных конференциях по ядерным данным для науки и технологии (Юлих, Германия, 1991 и Цукуба, Япония, 2001), совещаниях группы В ASTRA (ЦЕРН, Швейцария, 2001 и Уппсала, Швеция, 2002), рабочем совещании по происхождению тяжелых элементов (Санта Фе, США, 1999), рабочем совещании по астрофизике, симметриям и прикладной физике на нейтронном источнике типа спаллейшен (Ок Ридж, США, 2002) и других, обсуждались на семинарах в ПИЯФ, Университете Джоржа Вашингтона (Вашингтон, США, 2004) и Лос Аламос-ской Национальной Лаборатории (Лос Аламос, США, 2004).
На защиту выносятся следующие результаты:
Создание установки для прецизионных измерений полных нейтронных сечений с низким уровнем нейтронного фона (0,2-0,5%).
Прецизионные измерения полных нейтронных сечений 209Bi и 28Si в диапазоне энергий 1 — 100 эВ и РЬи Св диапазоне энергий 1 эВ — 20 кэВ с относительной точностью 10"3.
Полученная новая независимая оценка величины электрической поляризуемости нейтрона ап = (2,4± 1,1)-10'3 Фмэ.
Систематические измерения полных нейтронных сечений изотопов свинца 207РЬ, 206РЬ и 2(МРЬ для низкоэнергетической резонансной области энергий.
Создание установки для измерения сечений деления субактинидов быстрыми нейтронами.
Измерения сечений деления па|РЬ и 209Bi нейтронами в диапазоне энергий 30-200МэВ.
Пробное измерение полных нейтронных сечений natPb в диапазоне энергий 0,5 - 200 МэВ на пучке быстрых нейтронов спектрометра ГНЕЙС.
Исторический обзор выполненных экспериментов по измерению полных сечений
В 1988 г. Шмидмаером и др. на импульсном нейтронном источнике HELIOS в Харуэле методом времени пролета были измерены полные сечения свинца в диапазоне энергий 50 эВ - 50 кэВ [17]. Была использована 150-метровая пролетная база, нейтроны регистрировались жидким сцинтилляционным детектором с 10В. После вычета резонансных поправок, вклада Швингеров-ского и (п,є)-взаимодействий сечение было представлено в виде разложения по степеням волнового числа к где член (Т\ зависит только от поляризуемости, для которой было получено значение On = (1,2+1,0)-10" Фм . Корректность подобного подхода обсуждается ниже в главе 2.8.
В 1990 г. в Гатчине на нейтронном спектрометре ГНЕЙС методом времени пролета измерено полное сечение изотопа " РЬ в диапазоне энергий 1 эВ - 10 кэВ [18]. Для обработки данных были привлечены результаты для амплитуды (п,е)-взаимо действия, полученные разными группами. В предположении ам = -1,55-10" Фм (результат работы [3]) было получено ( = (2,3+2,1)-10-3 Фм3, а при ЙМ =-132-Ю"3 Фм (результат работы [4]) - а,г = (2,7±2,0)-10"3Фм3.
В 1990 г. совместной российско-немецкой группой на исследовательском реакторе FRM в Гархинге в рамках метода двойного резонансного рассеяния были выполнены измерения полных сечений РЬ [19]. Также в предположении апе = -1,59-10 Фм [3] было получено ап = (-1,1±1,5)-10" Фм , а при апе = -132-Ю"3 Фм [4] - ап = (0,411,5)-10"3 Фм3.
В 1991 г. в Гатчине на нейтронном спектрометре ГНЕЙС было продолжено изучение полного сечения 208РЬ методом времени пролета [20]. Сечение было измерено с лучшей, чем в [18], точностью в.диапазоне энергий 1 эВ - 10 кэВ. Для поляризуемости нейтрона было получено значение хп — = (2,6±1,4)-10 3Фм3.
В 1991г. в Ок-Ридже на импульсном нейтронном источнике ORELA Шмидмаером и др. были проведены измерения полных нейтронных сечений 208РЬ [21]. Измерения были выполнены в двух режимах. В первом использовалась пролетная база около 80 метров, ширина нейтронной вспышки составила 20 не, в качестве детектора нейтронов применялись сцинтилля-ционные детекторы на основе жидкого сцинтиллятора с Ви Li-стекла. Для уменьшения нейтронного потока ниже 10 эВ применялся фильтр из В. Вторая серия измерений была выполнена для получения данных при энергии выше 60 кэВ. В этом режиме использовалась пролетная база 200 м, ширина вспышки нейтронов составляла 3 не, в качестве детектора применялся пластический сцинтиллятор NE110. Были проведены дополнительные измерения для учета примеси других изотопов свинца в основном образце 2ШРЬ. Полный энергетический диапазон измеренных сечений составил 50 эВ - 600 кэВ. Для оценки поляризуемости использовались данные из диапазона 50 эВ - 40 кэВ и представление сечения в виде разложения по степеням к (4). Перед подгонкой сечения методом наименьших квадратов к выражению (4) из сечения вычитались поправки на резонансы, швингеровское и (я,е)-взаимодействия. В результате была получена значащая величина для электрической поляризуемости нейтрона а„ = (1,20+0,15 (стат.)+0,20(сист.) )-10 3 Фм3. В настоящий момент, несмотря на всю тщательность экспериментального определения полных сечений РЬ в работе [21], большинство исследователей считает [22-25,28], что выводы из него были сделаны недостаточно корректные и точность определения поляризуемости работе [21] завышена. Подробнее об этом см. ниже в главе 2.8,
В 1993 г. в Киото на импульсном нейтронном источнике, основанном линейном ускорителе электронов Исследовательского Института Реакторов Университета Киото методом времени пролета в диапазоне энергий 1 эВ — 1 кэВ с точностью 0,2-0,3% были измерены полные сечения natPb [26]. В измерениях использовалась пролетная база 22 м, в качестве детектора нейтронов — сцинтиллятор на основе Li-стекла. Исследуемый образец РЬ имел очень высокую степень химической очистки 99,9996%. Получена оценка ос, — (2,4+1,5)10-3 Фм3.
В 1994 г. в Ок-Ридже на импульсном нейтронном источнике ORELA была проведена новая серия измерений полных нейтронных сечений РЬ [27] в рамках той же методики, что использовалась в работе [21]. На основе этих данных была получена более осторожная оценка для поляризуемости нейтрона а„ = (1,71+0,24(стат.)±0,43(сист.) )10 3 Фм\ В 1995 г. Кестером и др. на исследовательском реакторе FRM в Гархинге были продолжены измерения полных сечений [28] методом двойного резонансного рассеяния с целью определения величины электрической поляризуемости нейтрона. Были измерены сечения 208РЬ, 207РЬ и 206РЬ при энергиях 1,26, 5,19 и 1970 эВ. Кроме того, предыдущие измерения [16] были дополнены новыми измерениями n 1JPb и ВІ. В общий анализ были добавлены результаты измерений длин когерентного рассеяния для разделенных изотопов свинца, выполненных Кестером и др. [29], и для natPb и ВІ, выполненных Рейнером и др. [30]. В основном результаты измерений с изотопами РЬ и РЬ были использованы для учета поправок на их примесь при измерениях с РЬ. Основное ограничение точности извлечения сс„ из данных для РЬ и 20бРЬ было обусловлено неопределенностями в знании их резонансных параметров. (Напротив, извлечение величины амплитуды (п,е)-взаимодействия практически не зависит от резонансных поправок, но обсуждение этой темы выходит за рамки данного обзора.) Таким образом, точность получения величины On в работе [28] базируется в основном на результатах для сечения РЬ и вся она сосредоточена фактически в ошибке изменения сечения от нуля энергии (длина когерентного рассеяния) до точки 1970 эВ. В работе [28] было получено ос, = (0,0±0,5)-103 Фм3.
Леоретическое описание полных сечений
Измерения полных сечений изотопа свинца РЬ были выполнены на нейтронном спектрометре ГНЕЙС в диапазоне энергий от 1 эВ до 20 кэВ [46,33]. Для измерений использовался образец 207РЬ весом 106,7 граммов и следующим изотопным составом: 207РЬ - 84,40%, 20SPb - 11,56%, 20бРЬ - 4,04%, РЬ 0,04%. Экспериментальная процедура измерения сечений РЬ была аналогична методу основных измерений с РЬ, описанному в главе 2.3. Длина пролетной базы составила 42 метра. Детектором нейтронов являлась Не-ионизационная камера. Для контроля экспериментального фона использовался тот же набор фильтров, имеющих "черные" резонансы: АІ (34 кэВ), Со(5,0кэВ, 4,3 кэВ и 132 эВ), W(18,8 и 4,16 эВ), 1п(1,46эВ) и Cd (0,3 эВ). Времяпролетный спектр пропускания 207РЬ показан на рис. 24. Экспериментальный фон нейтронов был около 5% при энергии нейтронов 1,5 эВ, 9% при 130 эВ и 15% при 5 кэВ. Для компенсации флуктуации нейтронного потока измерения проводились короткими сериями по 10 минут каждая. Логика и схема работы системы накопления данных были такие же, как и при основных измерениях с РЬ (см. главу 2.4), за исключением того, что в качестве процессорного узла системы накопления использовался компьютер AT 286, который осуществлял управление модулями КАМАК с помощью крейт-контроллера 217.10 [34].
Измеренные полные нейтронные сечения РЬ приведены в табл. 8 и показаны на рис. 25. Приведенные ошибки являются статистическими и отражают неопределенности энергетического хода сечения. Относительная точность полных сечений была примерно Д т/(У 0,6-10 при энергии нейтронов 2эВ, 1-10" при 200 эВ и 2-10" при ЮкэВ. Промежутки между энергетическими точками в сечении вызваны "черными" резонансами фильтров, постоянно использованных в нейтронном пучке для контроля фона.
В следующем эксперименте, выполненном на спектрометре ГНЕЙС, было измерено полное нейтронное сечение 206РЬ в диапазоне энергий от I эВ до 20 кэВ [47,33]. Целью эксперимента было также более точное внесение поправок на примесь изотопа РЬ в измеренное полное сечение основного исследуемого образца РЬ. Для данных измерений использовался образец РЬ весом 110,18 граммов и следующим изотопным составом: РЬ - 91,2%, Ь - 6,0%, РЬ - 2,8%. Измерения проводились стандартным методом пропускания, подробности метода детально описаны в главе 2.3. Пролетная база составляла 42 метра. В качестве детектора использовалась ионизационная He-камера, помещенная в комбинированную защиту, рис. 2. Для постоянного контроля экспериментального фона в пучок помещались фильтры, имеющих "черные" резонансы: А1 (34 кэВ), Со (5,0 кэВ, 4,3 кэВ и 132 эВ), Та (4,28 эВ), In (1,46 эВ) и СсЦ0,ЗэВ). Времяпролетный спектр пропускания 206РЬ показан на рис. 26. Экспериментальный нейтронный фон составлял около 3% при энергии нейтронов 1,5 эВ, 10% при 130 эВ и 15% при 5 кэВ. Для компенсации флуктуации нейтронного потока измерения "с образцом" и "без образца" проводились короткими сериями по 10 минут каждая. Измеренные полные нейтронные сечения РЬ приведены в табл. 9 и показаны на рис. 27. Приведенные ошибки являются статистическими и отражают неопределенности энергетического хода сечения. Относительная точность измеренных полных сечений была примерно До7с - 0/7-10 при энергии нейтронов 2 эВ, 1-Ю"2 при 200 эВ и 2-Ю"2 при ЮкэВ. Промежутки между энергетическими точками в сечении вызваны "черными" резонансами фильтров, постоянно использованных в нейтронном пучке для контроля фона.
Пересчет полного сечения 208РЬ и поляризуемости нейтрона
Задача исследования электрической поляризуемости нейтрона имеет длинную и драматичную историю [71]. Впервые концепция электрической поляризуемости нейтрона была введена в Физико-энергетическом институте (Обнинск) в середине 50-х годов и была вычислена амплитуда рассеяния нейтронов, вызванная данным эффектом [72,73]. Как уже отмечалось выше, эффект электрической поляризуемости нейтрона ос,, проявляется как наведенный электрический дипольный момент во внешнем электрическом поле: d сСп-Е и характеризует жесткость связи разнозаряженных составных частей нейтрона. При рассеянии нейтронов в кулоновском поле ядра с зарядом Z к потенциалу нейтрон-ядерного взаимодействия добавляется даль недействующий потенциал, вызванный поляризуемостью:
В приближенном представлении полного сечения в виде разложения по степеням волнового числа k потенциал (26) приводит к появлению нескольких дополнительных членов, основной из которых линейно зависит от h
Впервые добавка к сечению рассеяния нейтронов, не описывающаяся только ядерным и швингеровским взаимодействиями и обусловленная дальнодей-ствующим потенциалом, была обнаружена в экспериментах Александрова [74] по изучению рассеяния нейтронов тяжелыми ядрами на малые углы. Попытка объяснить ее влиянием поляризуемости нейтрона с потенциалом взаимодействия (26) приводила к величине ос,, = (80 ±35)10"3 Фм3.
Последовавшая затем серия работ [75-78] показала аналогичные результаты. Авторами этих работ были проведены систематические измерения сечений рассеяния нейтронов на малые углы ядрами меди, свинца и урана-238 в интервале энергий 0.5 - 10 МэВ. Большой набор полученных экспериментальных данных по малоугловому рассеянию нейтронов и полным нейтронным сечениям описывался на основе оптической модели ядра, где в качестве потенциала нейтрон-ядерно го взаимодействия были взяты короткодействующий Вудс-Саксоновский и Швингеровский потенциалы. Добавление к этому потенциалу дальнодействующего потенциала (26) всего с одним параметром ап значительно улучшало теоретическое описание экспериментальных данных, несмотря на большое количество варьируемых параметров. Так, например, в работе. [77] для величины электрической поляризуемости нейтрона при использовании потенциала вида (23) было получено значение ос„ = (260 ± 100)-10 Фм3, а в работе [78] - ссп 70-10"3 Фм3.
В то же самое время, практически все теоретические модели нуклонов от пионерских работ (см., например, исследования, выполненные на основе статической мезонной теории [79,80]) до недавних исследований, выполненных на основе модели кирального мешка (см., например, работы [5,6]), для величины электрической поляризуемости нейтрона дают предсказание около 1-10 Фм .
Кроме того, в 1960 г. из экспериментов по комптоновскому рассеянию фотонов на протонах Гольданским и др. [81] была получена величина электрической поляризуемости протона а,, - (0.9 + 0.2)-103 Фм3. Наиболее точное современное значение электрической поляризуемости протона составляет величину аР = (1.17 ± 0.08(стат.&сист.) ± 0.07(теор.) )10"3 Фм3 [82].
Ожидается, что электрическая поляризуемость нейтрона должна быть примерно равна электрической поляризуемости протона. Так в работе [6] показано, что практически вся поляризуемость нуклона обусловлена изменением его пио иного облака, а жесткая кварковая система не поддается изменениям во внешнем электрическом поле. Вычисленная в [6] величина статической электрической поляризуемости нуклона аШІІ! связана с комптоновской электрической поляризуемостью протона аР, получаемой из опытов по комптоновскому рассеянию фотонов на протонах, соотношением где е и М — заряд и масса нуклона, а (г ) — его средний квадратичный зарядовый радиус. Для протона [6] да=0.3310" Фм , а для нейтрона в выражении аналогичном (28) Да = 0, т.е. «в=а(иЛ.. Для связи величин статической электрической поляризуемости нейтрона аи, входящей в потенциал (26), и а„, входящей в комптоновскую амплитуду, было найдено соотношение (см., например, [83]) мігм] В рамках полутеоретического дисперсионного подхода Балдиным [84] в 1960 г. при анализе комптоновского рассеяния гамма-квантов на протонах было получено правило сумм для обобщенных (комптоновских) электрической а и магнитной р поляризуемостей: где тг(й))- полное сечение фотопоглощения, а,- порог фоторождения пионов на нуклонах. Для OLP +Pp = (L41 ±0.03)10" Фм" [85], а для нейтрона из измерений сечения упругого комлтоновского рассеяния на дейтроне1 получено ат+рп = (1.58 ±0.05)-Ю-3 Фм3 [86].
Несколько позже, после теоретического обоснования Александровым [1,2] возможности выполнения таких работ, стали выполняться эксперименты по прецизионному измерению полных нейтронных сечений 209ВІ, nLllPb, 20KPb в диапазоне энергий нейтронов от нескольких эВ до нескольких кэВ с целью получения оценки величины электрической поляризуемости нейтрона. Полный библиографический список выполненных экспериментов с краткой характеристикой каждого эксперимента приведен в разделе 2.2. Исследователи вплотную приблизились к верхней границе поляризуемости около 1-Ю" Фм.
Таким образом, к последнему времени сложилась ситуация, когда из нейтронных данных, полученных в разных энергетических диапазонах — электрон-Вол ьтном и Мегаэлектрон-Вольтном, извлекаемые величины электрической поляризуемости нейтрона отличались примерно на два порядка величины.
Предварительные результаты измерения полных нейтронных сечений natPb в МэВ-ном диапазоне энергий
Как уже отмечалось в предыдущей главе, предложенное Покотиловским [11,12] введение дополнительного члена в потенциал, описывающий нейтрон-ядерное взаимодействие, может снять существующее в настоящее время противоречие, когда величина поляризуемости нейтрона, извлекаемая из нейтронных данных, полученных в эВ-ном и МэВ-ном диапазонах энергий, отличается на два порядка величины. Для выбора вида дальнодействующего потенциала и получения корректной оценки величины электрической поляризуемости нейтрона требуется точность измерения полного сечения рассеяния нейтронов ядрами на уровне милибарна в широком диапазоне энергий [12]. На нейтронном спектрометре ГНЕЙС [7] в течение последних нескольких лет выполняется программа измерения сечений деления актинидов и других тяжелых ядер нейтронами с энергиями до 200 МэВ [58-62,70]. В главе 4 описан один из таких экспериментов, посвященных измерению сечений деления свинца и висмута. Оборудован нейтронный канал и создана установка, которые могут быть использованы также и в задаче измерения полных сечений. Требования к проведению таких экспериментов и постановка задачи сформулированы в предыдущей главе и работе [10].
В этой главе представлены предварительные результаты [90] пробных измерений полных сечений природной смеси изотопов свинца, выполненных на нейтронном спектрометре ГНЕЙС с целью тестирования путей дальнейших исследований поляризуемости нейтрона.
Полные нейтронные сечения natPb были измерены на пучке быстрых нейтронов № 5 нейтронного времяпролетного спектрометра ГНЕЙС [7]. Описание спектрометра приведено в разделе 1.5. При измерениях в качестве источника нейтронов использовалась только нейтронообразующая мишень, полиэтиленовый замедлитель был сдвинут к дальней стенке вакуумной камеры ускорителя. Длина пролетной базы составляла 48,5 метров. При измерении полных сечений [90] использовалась та же самая установка, что и в эксперименте по измерению сечений деления. Подробное описание экспериментальной установки, а также системы накопления данных и методы их обработки приведены в разделах 4.2 и 4.3, схема установки приведена на рис. 31. В данных измерениях в качестве детектора нейтронов использовались делительные ионизационные камеры, расположенные на пучке друг за другом, см. рис.31. Исследуемый образец па1РЬ имел толщину п = 0,1688 атом/барн и располагался на расстоянии около 1,5 м перед первым нейтронным детектором. Измерения выполнялись с использованием "чистящего" магнита для удаления заряженных частиц из нейтронного пучка.
Спектр пропускания natPb измерялся быстрыми плоскопараллельными ионизационными камерами делений заполненными рабочим газом смесью метана (94-100 %) и CF4 (6-0 %) при абсолютном давлении 2,5 — 3,5 атм. Первая камера (использовавшаяся также в работе [62] для измерения сечений деления актинидов) состояла из 6 секций, каждая из которых содержала пару катодных и анодных пластин, разделенных расстоянием в 5 мм. Конструкция второй камеры, использовавшейся также в эксперименте по измерению сечений свинца и висмута, подробно описана в разделе 4.2 и показана на рис. 32 и 33. При измерениях были задействованы только те пластины второй камеры, которые содержали U в качестве активного слоя. Каждая секция ионизационных камер была использована как независимый детектор нейтронов для увеличения накопленной статистики в измерениях пропускания. Все мишени были диаметром 180 мм и нанесены на одну сторону алюминиевых подложек толщиной 0,05 мм. Пластины нейтронных детекторов имели толщины актинидного активного слоя 150-560 мкг/см2 и бьши выполнены из изотопного материала высокой чистоты. Также слабая примесь Cf была добавлена на фольги с актинидами с целью использовать сигналы от спонтанных делений Cf для настройки электроники. Фольги были ориентированы перпендикулярно нейтронному пучку и нанесенные мишени были обращены в сторону от нейтронного источника.
Количественный анализ примесей в исследуемом образце nJ,Pb был выполнен на установке нейтрон-активационного анализа REGATA Лаборатории Нейтронной Физики им. И.М. Франка (ОИЯИ). Была подтверждена достаточно высокая чистота исследуемого образца, результаты этого анализа представлены в табл. 15.
Для каждой пластины нейтронных детекторов накапливались времяпролетный и амплитудный спектры с использованием электронной системы сбора данных, основанной на 100 МГц FLASH-ADC [63] в каждом измерительном канале. Стартовым сигналом служил быстрый импульс с детектора гамма-вспышки, сопутствующей сбросу протонного пучка на нейтронообразующую мишень, помещенный в нейтронный пучок на расстоянии 2 метра перед детектором нейтронов (см. рис. 31). Энергетическая калибровка времяпролетной шкалы была выполнена для каждой пластины нейтронного детектора с точностью 0.025 % с использованием положений известных резонансов свинца, проявляющихся в полном сечении (рис. 38), и наблюдаемого во время пролетном спектре пика, обусловленного гамма-вспышкой (см. вставку в рис. 38) и позволяющего определить истинный ноль временной шкалы.
"Сырые" экспериментальные данные, полученные с каждого FLASH-ADC и накопленные системой регистрации данных, содержат информацию о времени и амплитуде стартового (гамма-вспышка) и стопового (нейтронный детектор) сигналов, см. раздел 4.3. С помощью метода цифровой фильтрации [65] эти данные были преобразованы в 3 массива: интегральные амплитудные спектры (рис. 46), интегральные времяпролетные спектры (рис. 47) и 2-мерную матрицу, состоящую из 512 временных и 128 амплитудных каналов. Затем, применяя цифровой порог, показанный стрелкой на рис.46, данные были поправлены на фоновые события. Свертка получившейся 2-мерной матрицы по амплитудным каналам давала времяпролетные спектры пропускания, измеренные с исследуемым образцом "МРЬ в пучке и вне пучка.
