Неупругое рассеяние нейтронов

 

Нейтрон с энергией в несколько сот кэВ после попадания в ядро может перевести его в возбужденное состояние и снова вылететь из него (причем не обязательно тот же самый), но уже с меньшей энергией. Такой процесс называется неупругим рассеянием нейтрона и происходит по схеме:

 

(A, Z) + n ™ (A, Z)* + n. (2.10)

 

Граничная энергия Еn>0,5 МэВ для данного процесса, разумеется, является сугубо ориентировочна, так как ее положение для каждого конкретного ядра зависит от расположения уровней возбужденных состояний.

 

Ядерные реакции

 

Поглощение нейтронов приводит к ядерным реакциям, в результате которых, в частности, возникает явление искусственной радиоактивности и деления ядер.

 

Реакция радиационный захват нейтрона

Реакция радиационного захвата нейтрона (En £ 500 кэВ) происходит по схеме:

 

(A, Z) + n ™ (A+l, Z) + γ. (2.5)

 

Например: .

Полученное в результате реакции ядро (А+1, Z) обычно - радиоактивное. Она является одной из самых распространенных реакций.

Сечение реакции (n, γ) в области резонанса имеет вид:

 

.

 

Реакции радиационного захвата с большей вероятностью идут под действием медленных нейтронов с энергией от 0 до 500 кэВ и широко используются для их детектирования.

 

Реакция деления

При облучении тяжелых ядер (, , трансурановые элементы) нейтронами с энергией Еn > 1 МэВ (а для некоторых изотопов урана и трансурановых элементов даже тепловыми нейтронами) происходит реакция разделения тяжелого ядра на два ядра-осколка со средними массами, примерно относящимися как 2:3.

Реакции деления (n, f) идут по схеме:

 

(A, Z) + n ™ (A1, Z1) + (A2, Z2), (2.6)

 

Причем

 

А1 + А2 = А+1, Z1 + Z2 =Z +1, .

 

Ядерная реакция деления под действием нейтронов состоит в том, что тяжелое ядро, поглотив нейтрон, делится на два (иногда на три и совсем редко на четыре) обычно неравных осколка. Замечательной чертой деления является то, что оно сопровождается испусканием двух-трех нейтронов. При каждом акте деления выделяется довольно большая энергия, равная примерно 200 МэВ, в связи с чем реакции деления широко используются для получения атомной (точнее, ядерной) энергии. Деление связано с очень глубокой перестройкой ядра и по своему механизму резко отличается от других ядерных реакций.

Интенсивность реакции деления сильно зависит от энергии нейтронов и от сорта ядер. Под действием пучка нейтронов достаточно высокой энергии (скажем, выше 100 МэВ) будут делиться практически все ядра, легкие, средние и тяжелые. Нейтронами с энергией в несколько МэВ делятся только достаточно тяжелые ядра, начиная примерно с А = 210. Наконец, некоторые тяжелые ядра делятся нейтронами всех энергий, начиная с нулевых. Сюда относятся прежде всего изотопы урана , , изотоп плутония , а также изотоп плутония , изотопы америция  и , и ряд других трансурановых изотопов.

Зависимость сечения деления σnf от энергии подчиняется общим для всех ядерных реакций закономерностям. Если реакция идет при любых энергиях, то в соответствии с законом «l/v» сечение резко возрастает при приближении энергии нейтрона к нулю. Начиная с энергий порядка 0,5 эВ и до 1 кэВ сечение представляет собой частокол из острых резонансов. При дальнейшем увеличении энергии сечение сравнительно монотонно падает.

В области энергий падающих нейтронов от нуля до нескольких МэВ с реакцией деления конкурируют упругое рассеяние (n, n') и радиационный захват (n,γ). Важные для ядерной энергетики относительные вероятности этих процессов могут меняться при переходе от одного резонансного уровня к другому уровню. Для тепловых нейтронов деление, если оно идет, является преобладающим процессом.

Если тяжелое ядро не делится медленными нейтронами, то для него существует эффективный порог деления, т. е. энергия, начиная с которой деление начинает идти с заметной вероятностью. Ядра , ,  имеют пороги деления в области около 1 МэВ. Понятие порога можно ввести и для ядер, делящихся тепловыми нейтронами. Порог в этом случае будет отрицательным. Действительно, при захвате теплового нейтрона, т. е. нейтрона практически нулевой энергии, тяжелое ядро возбуждается до энергии порядка 6 МэВ, равной энергии связи этого нейтрона в получившемся составном ядре. Поэтому, если получать то же составное ядро другими способами и при меньших возбуждениях, то можно определить пороговую энергию возбуждения.

 

2.3.3 Реакция с образованием протона

Реакции с образованием протонов (500 кэВ £ Е £ 10 МэВ) протекает по схеме:

 

(A, Z) + n ™ (A, Z - 1) + p. (2.7)

Например,

 

.

 

Обычно (n, р)-реакции имеют Q>0 (так как mn>mp, а если Q<0, то |Q|≈1 МэВ. Однако, для того чтобы образующийся протон мог преодолеть кулоновский барьер при вылете из ядра, нейтрон должен иметь достаточно большую энергию.

 

2.3.4 Реакция с образованием α-частицы

Реакции с образованием α-частиц идет по схеме:

 

(A, Z) + n ™(A - 3, Z - 2) + . (2.8)

 

Например,

 

.

 

Для эффективного протекания (n, α)-реакций также нужны нейтроны с энергиями от 0,5 до 10 МэВ. Однако в некоторых случаях энергия реакции оказывается настолько велика, а кулоновский барьер - настолько мал, что реакция с большой вероятностью идет на тепловых нейтронах.

 

2.3.5 Реакция с образованием нескольких частиц

Реакции с образованием нескольких частиц в конечном состоянии протекает по схеме:

 

(A, Z) + n ™ (A1, Z1) + (A2, Z2) + (A3, Z3) +..., (2.9)

 

при условии

 

A1 + A2 + A3 + … = A+1, Z1 + Z2 + Z3 + … = Z+1.

 

Например

 

.

 

При Еn>10МэВ становятся возможными реакции вида (n, 2n), (n, np), (n, 3n) и другие, которые широко используются в качестве детекторов быстрых нейтронов.

нейтрон рассеяние ядерный диффузный