3.1.3. Процессы взаимодействия нейтронов

Нейтроны взаимодействуют в основном только с атомными ядрами по причине недостатка электрического заряда. Различают процессы рассеяния и поглощения нейтронов.

Процесс рассеяния – это отклонение нейтронов от первоначальной траектории совместно с потерей энергии. Рассеяние нейтронов ядерными силами в среднем поле атомных ядер называется потенциальным рассеянием. Кроме того, нейтроны могут быть захвачены ядром. При этом образуется возбужденное составное ядро, которое переходит в основное состояние посредством испускания нейтрона. Такое составное ядро имеет квантовые состояния с дискретными значениями энергии. Вероятность его образования имеет резонансный характер с максимумом при энергии нейтрона равной энергетическому уровню составного ядра. Такой вид рассеяния называется резонансным. Если образованное ядро находится в основном состоянии, то рассеяние является упругим, как и потенциальное рассеяние. Однако, если после испускания нейтрона ядро остается в возбужденном состоянии и переходит в основное состояние, испуская γ-излучение, то рассеяние является неупругим.

Кинематика нейтронного рассеяния может быть описана по аналогии со столкновением двух сфер в лабораторной системе отсчета или в системе центра масс (см. рис. 3.2). В лабораторной системе отсчета использование законов сохранения энергии и импульса дает значения энергии нейтрона и атомного ядра после рассеяния:

(3.16)

и

(3.17),

где – энергия нейтрона до взаимодействия, и – массы атомного ядра и нейтрона, соответственно. Углы рассеяния в лабораторной системе и системе центра масс соотносятся следующим образом:

(3.18),

таким образом, можно получить уравнения для энергий после рассеяния для системы центра масс.

Рис. 3.2. Упругое рассеяние нейтрона в лабораторной системе отсчета (а) и системе центра масс (б)

Кинематику неупругого рассеяния также можно описать с использованием законов сохранения энергии и импульса с учетом энергии возбуждения для уровня составного ядра. Энергия нейтрона после неупругого рассеяния в системе центра масс равна

(3.19)

.

Аналогичное соотношение можно получить для энергии ядра отдачи. Расстояние между уровнями возбуждения с увеличением энергии возбуждения уменьшается так значительно, что при расчете для энергий ³ 4 МэВ для средних и тяжелых ядер необходимо использовать статистическую модель испарения. Энергетический спектр неупругорассеянных нейтронов (нейтронов испарения), таким образом, имеет форму Максвелловского распределения с наиболее вероятной энергией между 0,5 и 1 МэВ.

В системе центра масс упругое рассеяние является изотропным до энергий порядка 1 МэВ. Средний угол рассеяния в лабораторной системе

(3.20),

поэтому для легких ядер () преобладает рассеяние вперед. Для тяжелых ядер () ≈ 0, поэтому в лабораторной системе упругое рассеяние также становится почти изотропным. Более подробное описание углового распределения нейтронов после упругого и неупругого рассеяния можно получить только с использованием дифференциального сечения. Типичный график зависимости сечения рассеяния от энергии нейтронов представлен на рис. 3.3. В то время как в случае упругого рассеяния изначально приблизительно постоянная величина сменяется резонансной областью, а затем резко убывающей кривой с ростом энергии нейтронов, энергетическая зависимость сечения для неупругого рассеяния имеет порог.

Рис. 3.3. Типичные зависимости сечений для различных процессов взаимодействия нейтронов от энергии

Атомному ядру при поглощении нейтрона передается энергия возбуждения, состоящая из высвобожденной энергии связи нейтрона и части его кинетической энергии. Возбужденное составное ядро может затем возвратиться в состояние с меньшей энергией, испуская γ-кванты. Этот процесс называется радиационным захватом. В зависимости от расположения энергетических уровней ядра может быть испущен один или больше γ-квантов при каскадных переходах. Для уровней с высокой плотностью энергетический спектр вновь испускаемого γ-излучения получается из модели испарения [5]. Реакции радиационного захвата являются экзотермическими и могут происходить на любом ядре, за исключением ⁴He, и при любой энергии. Сечение взаимодействия при низких энергиях нейтронов пропорционально . Так как нейтронный захват связан с образованием составного ядра, сечение имеет резонанс при высокой энергии нейтронов (см. рис. 3.3).

Возбужденное составное ядро может сбросить свою энергию не только испусканием γ-квантов, но также испусканием частиц (α-частиц, протонов). Такие обменные реакции, однако, возникают только в тех случаях, когда энергия связи испускаемой частицы меньше энергии возбуждения составного ядра. Так как энергия связи протонов и α-частиц может быть как больше, так и меньше энергии связи нейтрона, то реакции (n, α) и (n, p) могут быть и эндотермическими ( < 0) и экзотермическими ( > 0). Экзотермические реакции возможны для нейтронов любых энергий. Сечение таких реакций также пропорционально . Важными примерами экзотермических обменных реакций являются и . Для эндотермических реакций энергия нейтронов должна превышать порог

(3.21),

где – энергия реакции. Энергетическая зависимость сечения поэтому характеризуется кривой с порогом (см. рис. 3.3). Примеры эндотермических обменных реакций: и .

Если бомбардировке нейтронами подвергаются тяжелые атомные ядра, то поглощение нейтрона может привести не только к испусканию частицы или фотона, но также и к делению ядра. Вероятность образования продуктов деления с определенными массовыми числами имеет характерное распределение, вид которого зависит от энергии нейтронов. Ряд кривых для деления ²³⁵U под действием тепловых нейтронов и нейтронов с энергией 14 МэВ представлен на рис. 3.4. Энергетическое распределение нейтронов, испускаемых при делении ядра, (спектр деления) уже рассматривалось в разделе 2.4 (см. формулу (2.27)). Реакции деления ядра также могут проистекать как эндотермические и экзотермические. Экзотермическое деление возможно для медленных нейтронов, например, деление ядер ²³³U, ²³⁵U или ²³⁹Pu. При низких энергиях сечение пропорционально , при более высоких энергиях существует резонансная область. Эндотермическая реакция деления может происходить только под действием быстрых нейтронов ( ≥ 1 МэВ). Энергия нейтрона должна превышать определенное пороговое значение, которое в сумме с высвобождаемой энергией связи нейтрона составляет необходимую для деления энергию активации. Поэтому зависимость сечения от энергии имеет пороговый характер. Важными примерами эндотермического деления ядер являются ²³²Th и ²³⁸U. На рис. 3.5 показана энергетическая зависимость сечений деления для ²³²Th, ²³⁵U и ²³⁸U.

А – деление под действием тепловых нейтронов, В – под действием нейтронов с энергией 14 МэВ

Рис. 3.4. Зависимость выхода деления h для ²³⁵U от атомного номера А продуктов деления