Радиационный захват — ядерная реакция, в которой налетающая частица захватывается ядром-мишенью, а энергия возбуждения образующегося составного ядра излучается в виде γ-квантов (иногда — конверсионных электронов). Радиационный захват— преобладающий процесс взаимодействия с ядрами для нейтронов, для других частиц он играет существенно меньшую роль.

Радиационный захват медленных нейтронов с энергией E в основном идёт через резонансное образование состояний составного (компаунд) ядра при I = 0. Сечение радиационного захвата σ_γ описывается формулой Брейта — Вигнера:

     (1)

здесь Г — полная ширина нейтронного резонанса, Г_n, Г_γ — нейтронная и радиационная ширины нейтронного резонанса, E₀ — кинетическая энергия нейтрона в максимуме резонанса, λ — длина волны нейтрона, g — т. н. спиновый фактор, зависящий от спиновых состояний исходного и составного ядер. Для тепловых нейтронов радиационный захват обусловлен вкладом ближайших состояний составного ядра, в т. ч. состояний с энергией меньше энергии связи нейтрона. Сечение радиационного захвата тепловых нейтронов:

    (2)

где . Суммирование ведётся по всем резонансам (i), приближение справедливо при |E₀| »E; |E₀| » Г. Множитель E^-1/2 в (2) обусловливает т. н. закон 1/v в сечении радиационного захвата медленных нейтронов. Для ядер, у которых имеется резонанс при низкой энергии нейтронов (E < 0,3 эВ), сеченые велико и достигает 10⁴—10⁵ барн.

Для радиационного захвата быстрых нейтронов становятся существенными нейтроны с l ≥ 1. Однако усредненное сечение убывает с ростом энергии E за счёт уменьшения λ.

С увеличением массового числа А ядра сечение радиационного захвата возрастает. Для E = 1 МэВ σ_γ(А = 50—100) ≈ 3-10 милибарн; σ_γ (А = 150—240) = 80-200 милибарн. С увеличением E до 5МэВ сечение σ_γ уменьшается примерно в 5 раз. Приведённые значения σ_γ являются приближёнными, т. к. σ_γ меняется в несколько раз при переходе от ядра к ядру.

При захвате нейтрона образовавшееся составное ядро возбуждено до энергии E^* = E_св + E, где E_св  ≈ 6-8 МэВ — энергия связи нейтрона в ядре. Возбуждение у большинства тяжелых и средних ядер снимается за счёт испускания каскада γ-квантов, имеющих сложный спектр из-за разнообразия переходов между уровнями ядра ниже E_св (рис.1). Лёгкие и магические ядра имеют меньшую плотность уровней, а потому и более простой γ-спектр. Измерение γ-спектра позволяет получить информацию о возбуждённых состояниях ядра.

Радиационному захвату протонов препятствует кулоновский барьер ядра. С увеличением энергии протона E_р прозрачность барьера D(E_р) возрастает и радиационный захват протонов становится заметным. Увеличение А сопровождается уменьшением D(E_р), и сеченирадиационного захвата падает. Для налетающих частиц с зарядом Z > 1 радиационный захват практически не наблюдается.

Нейтронная спектроскопия, нейтронная спектрометрия есть область ядерной физики, охватывающая исследования зависимости эффективного поперечного сечения взаимодействия нейтронов с атомными ядрами от энергии нейтронов.

Эффективные сечения измеряются с помощью нейтронного спектрометра, основными элементами которого являются источник моноэнергетических нейтронов с плавно изменяемой энергией. Полное сечение определяется из отношения отсчётов нейтронного детектора с мишенью, расположенной на пути пучка и вне пучка. При измерении парциальных сечений регистрируется вторичное излучение из мишени, помещенной на пути нейтронов. В области энергии в качестве нейтронного источника иногда используются кристаллические нейтронные монохроматоры, которые устанавливаются на канале ядерного реактора и выделяют пучки нейтронов с определённой энергией. Поворачивая кристалл, изменяют энергию нейтронов.
Импульсными источниками нейтронов обычно служат ускорители заряженных частиц или стационарные ядерные реакторы с механическими прерывателями, периодически пропускающими нейтроны.

Анализ экспериментальных данных позволяет определять такие характеристики резонанса, как энергия, полная и парциальные ширины, спин и чётность резонансных состояний ядер.
 

Особенности процесса взаимодействие медленных нейтронов с ядром изомера ^178m₂Hf иллюстрируются рис.1. После захвата нейтрона заселяются резонансы со спинами 33/2 и 31/2 и с энергией возбуждения 8,55 МэВ. Эти резонансы могут распадаться в нейтронный канал на уровни ниже изомерного.

В данном случае не ожидается очень высокой вероятности нейтронного распада резонансов, т.к. по закону сохранения углового момента только орбитальные моменты l ≥ 2 могут давать вклад в неупругое рассеяние теплового нейтрона. При γ-распаде нейтронных резонансов возможны каскады, ведущие к основному состоянию, но должна быть велика и вероятность заселения изомерного уровня, расположенного при Е* = 1,106 МэВ и имеющего I^π = 25/2^- и Т_1/2 = 25,1 дн. Таким образом, открыты три неупругие ветви распада резонансов, а в случае захвата теплового нейтрона ядром ^178gHf только одна — γ-каскад к основному состоянию ^179gHf. Вероятность реакции ^178gHf (n, γ) ^179gHf должна быть порядка 10^-9.