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

Характерной особенностью энергетической зависимости сечений взаимодействия медленных нейтронов с ядрами является наличие так называемых нейтронных резонансов – резкого увеличения (в 10 – 10⁵ раз) поглощения и рассеяния нейтронов вблизи определённых энергий. Избирательное (резонансное) поглощение нейтронов определённых энергий впервые было обнаружено Э. Ферма с сотрудниками в 1934. Ими же было показано, что способность поглощать медленные нейтроны сильно меняется от ядра к ядру.

Образующееся после захвата нейтрона высоковозбуждённое (резонансное) состояние ядра нестабильно (время жизни ~10^–15 сек): ядро распадается с испусканием нейтрона (резонансное рассеяние нейтронов) или γ–кванта (радиационный захват). Значительно реже испускаются α–частица или протон. Для некоторых очень тяжёлых ядер (U, Pu и др.) происходит также деление возбуждённого ядра на 2, реже на 3 осколка.

Вероятности различных видов распада резонансного состояния ядра характеризуются так называемыми ширинами резонансов (нейтронной Г_n, радиационной Г_γ, делительной Г_f, шириной  α-распада Г_α и т.д.). Эти ширины входят в качестве параметров в формулу Брейта – Вигнера, которая описывает зависимость эффективного сечения взаимодействия нейтрона с ядром от энергии нейтрона E вблизи резонансной энергии E₀. Для каждого вида (i) распада формула Брейта – Вигнера приближённо может быть записана в виде:

(1)

Здесь Г = Г_n + Г_γ + Г_α +... – полная ширина нейтронного резонанса, равная ширине резонансного пика на половине высоты, g – статистический фактор, зависящий от спина и четности резонансного состояния ядра.

Эффективные сечения измеряются с помощью нейтронного спектрометра, основными элементами которого являются источник и моноэнергетических нейтронов с плавно изменяемой энергией и детектор нейтронов или вторичного излучения. Полное сечение Г определяется из отношения отсчётов нейтронного детектора с мишенью, расположенной на пути пучка и вне пучка. При измерении парциальных сечений регистрируется вторичное излучение (γ–лучи, вторичные нейтроны, осколки деления и т.д.) из мишени, помещенной на пути нейтронов. В области энергии ~10 эВ 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. Для энергии ~ 30 кэB обычно используют ускорители Ван – де – Граафа, в которых моноэнергетические нейтроны образуются в результате ядерных реакций типа ⁷Li (p, n)⁷Be. При изменении энергии протонов изменяется энергия вылетающих нейтронов (энергетический разброс ΔE ~ 1 кэB).

Более распространённым методом в нейтронной спектрометрии является метод времени пролёта, в котором используются нейтронные источники с широким энергетическим спектром, испускающие нейтроны в виде коротких вспышек длительностью Δt. Специальное электронное устройство, называемое временным анализатором, фиксирует интервал времени t между нейтронной вспышкой и моментом попадания нейтрона в детектор, т. е. время пролёта нейтронами расстояния L от источника до детектора. Энергия нейтронов E в эв связана со временем t в мкс соотношением:

E = (72,3L)²/t². (2)

При измерении парциальных сечений методом времени пролёта детектор располагают непосредственно около мишени.

Так как вторичная частица испускается практически одновременно с захватом нейтрона, то фиксируется момент захвата нейтрона ядром, а, следовательно, определяется энергия нейтрона по времени t пролёта. Энергетическое разрешение ΔE нейтронного спектрометра по времени пролёта приближённо можно представить в виде:

ΔE/E = 2Δt/t. (3)

Импульсными источниками нейтронов обычно служат ускорители заряженных частиц или стационарные ядерные реакторы с механическими прерывателями, периодически пропускающими нейтроны в течение времени Δt ~ 1 мксек. Один из лучших нейтронных спектрометров по времени пролёта создан в Ок – Ридже (США). Он содержит линейный ускоритель электронов с энергией 140 МэB. Электроны за счёт тормозного γ–излучения выбивают из мишени 10¹¹ нейтронов за время электронного импульса (Δt = 10^–8 сек) при частоте повторения импульсов до 1000 в 1 сек. Разрешение ΔE такого спектрометра при L = 100 м и E = 100 эB составляет 3*10^–3 эв. В нейтронной спектрометрия часто используются детекторы, вырабатывающие сигнал, величина которого пропорциональна энергии регистрируемой частицы. Это позволяет измерить энергетический спектр вторичных частиц, вылетающих из мишени, что значительно расширяет объём информации о возбуждённых состояниях ядер и механизмах различных ядерных переходов и т.д.

Анализ экспериментальных данных позволяет определять такие характеристики резонанса, как энергия E₀, полная Г и парциальные ширины, спин и чётность резонансных состояний ядер. Для большинства стабильных ядер эти характеристики известны (по крайней мере E и Г_n) для десятков, а иногда и сотен резонансов. При более высоких энергиях нейтронов разрешающая способность нейтронных спектрометров становится недостаточной для выделения отдельных резонансов. В этом случае исследуются усреднённые полные и парциальные сечения, которые дают сведения о средних характеристиках резонансов.

Величины энергетических интервалов D между соседними резонансами ядра флуктуируют. Среднее значение <D> может сильно меняться при переходе от ядра к ядру. Общей закономерностью является уменьшение <D> с увеличением массового числа А (от 10⁴ эB для А = 30 до 1 эB для U и более тяжёлых ядер). При переходе от ядер с нечётным А к соседним чётным происходит скачкообразное увеличение <D>, что связано с изменением энергии связи захватываемого нейтрона. Нейтронные ширины резонансов Г_n также флуктуируют от резонанса к резонансу для данного ядра. Кроме того, Г_n растут в среднем пропорционально E₀^1/2, поэтому обычно пользуются приведёнными нейтронными ширинами Г^°_n = Г_n/E^1/2. Средние значения нейтронных ширин <Г_n> коррелируют с величинами <D>. Каждая из них для разных ядер может отличаться в 10³ – 10⁴раз, но их отношение S₀ = < Г_n/E>/<D>, называется силовой функцией, слабо и плавно изменяется от ядра к ядру. Зависимость S₀ от А хорошо объясняется с помощью оптической модели ядра.

После захвата нейтрона ядро переходит в высоковозбужденное состояние, ниже которого обычно расположено множество других состояний. Его распад с испусканием γ–квантов может происходить многими путями через различные промежуточные уровни. Это приводит к тому, что полная радиационная ширина Г_γ – для каждого резонанса является усреднённой по большому числу путей распада, а следовательно, мало изменяется от резонанса к резонансу и плавно меняется от ядра к ядру. Обычно полная радиационная ширина при переходе от средних ядер (A ~ 50) к тяжёлым (А ~ 250) изменяется примерно от 0,5 эB до 0,02 эB. В то же время радиационные ширины, характеризующие вероятность γ–перехода на данный промежуточный уровень, сильно флуктуируют от резонанса к резонансу, как и нейтронные ширины. Спектр γ–лучей распада нейтронных резонансов даёт информацию о распадающемся состоянии (спин, чёткость, набор парциальных ширин). Кроме того, энергии отдельных γ–переходов позволяют определить энергии нижележащих уровней, а интенсивности γ–переходов – спин и чётность, иногда и природу уровня.

Данные нейтронной спектрометрии важны не только для ядерной физики. Реакторостроение нуждается в точных сведениях о взаимодействии нейтронов с делящимися материалами, а также материалами конструкции и защиты реакторов. Данные нейтронной спектрометрии используются для определения элементного и изотопного состава образцов без их разрушения. В астрофизике они необходимы для понимания распространённости элементов во Вселенной.

Методы нейтронной спектрометрии нашли широкое применение в исследованиях структуры твёрдых тел и жидкостей, а также динамики различных процессов, например колебаний кристаллической решётки

Для измерений энергетических зависимостей сечений применяют нейтронные спектрометры, главным образом спектрометры по времени пролёта (рис. 1). Импульсный источник нейтронов И генерирует нейтроны со сплошным энергетическим спектром в виде короткой вспышки длительностью Δt. При измерении полного сечения Г детектор нейтронов Д регистрирует нейтроны при положении мишени М в пучке и вне пучка (К — коллиматоры, рис. 2,а). Временной анализатор ВА фиксирует интервал времени t между вспышкой источника и моментом регистрации нейтрона в детекторе.