Диссертация (1149457), страница 7
Текст из файла (страница 7)
Вначалепроизводится накопление трехмерного массива данных N=f(∆E,E) программой DCN сорганизацией матриц размером 256х256 ячеек памяти, изображаемой на экране дисплея как ввиде проекции с ∆E и E осями (рисунок 12), где N-число событий. Программой DCNпроизводится также присвоение признаков выделяемым локусом для различных типов частиц иосуществляется вывод спектров идентификации. После присвоения признаков программой SCNосуществляется руководство измерениями энергетических спектров частиц N=f(E), для чеговыделена область оперативной памяти в 1024 канала. Вывод спектров осуществляется надисплей.
По этой же программе производится запуск и остановка измерений. Программами36DCN и SCN выводится информация о статистических данных эксперимента, которые включаютв себя общее число событий, зарегистрированных в памяти, число разрешений поступивших свыходасхемысовпадений,числоимпульсовинтегратораимонитора.Такоймодернизированный измерительный комплекс позволяет с высокой эффективностью получатьодновременно энергетические спектры по пяти выходным каналам ядерных реакций.
В∆Енастоящей работе использовался только один канал – канал упругого рассеяния.ЕРис. 12. Типичные ∆Е-Е распределения заряженных частиц. Нижние локусы – однозарядныечастицы, верхние – двухзарядные.В основе ∆Е–Е метода лежит уравнение Бете-Блоха, связывающее энергию вылетающейзаряженной частицы с ее удельной ионизацией в веществеdE kMz 2=,dxE(3.6)где k-постоянная величина, слабо зависящая от сортов частиц, М и z – масса и зарядвылетающих частиц.Из этого соотношения видно, что при одновременном измерении Е и dE/dx каждый сортчастиц ложится на соответствующую гиперболу в координатах (Е, ∆Е), благодаря этомупоявляется возможность идентифицировать нужный тип частиц в данном эксперименте.
Каквидно, для легчайших ядер 1Н-4Не произведение Mz2 меняется дискретно от 1 до 16 и являетсядостаточно благоприятным параметром для идентификации сорта регистрируемых частиц.37В настоящей работе эксперименты проводились в следующем порядке. Вначалевыполняется регистрация данных, их вычленение из полученной матрицы рассеянных частиц иих дальнейшая обработка на ядерной реакции, например13С (d,d)13С. Для всех остальныхядерных реакций, исследуемых в настоящей работе, методика измерений аналогична.Измерения выполняются двумя полупроводниковыми детекторами «дальним» телескопом,который регистрирует рассеяние частицы с повышенной угловой разрешающей способностьюпод малыми углами (до 200) и «ближним» телескопом, который регистрирует частицы во всемугловом диапазоне (рисунок 7).Этап 1.
Калибровка полупроводниковых детекторов. На эталонных альфа-источникахбыли откалиброваны полупроводниковые детекторы для «ближнего» и «дальнего» телескопов.На рисунке 13 представлена калибровочная прямая для «дальнего» телескопа.Энергия дейтронов, Е, МэВ20181614121086y = 0,0867x420050100150200250Канал, NРис.
13. Калибровочная прямая полупроводникового детектора «дальнего» телескопа.Этап 2. При регистрации рассеянных частиц персональный компьютер, который связан сконтроллером стойки, формирует соответствующую матрицу (рисунок 14) по программе [57]. Внашем случае для упругого рассеяния выделяется область (локус), принадлежащая дейтронам.Согласно указанной области формируется спектр рассеянных дейтронов. Спектры рассеянныхдейтронов на13С приведены в приложении Г. Так, например, при рассеянии альфа-частиц сэнергией 29 МэВ на 24Mg, из спектра выделяется пик основного состояния (упругого рассеяния)24Mg (рисунок 15). На рисунке 15 вертикальные полосы соответствуют уровням возбуждения24Mg. Площадь выделенного пика и есть значение дифференциального сечения упругорассеянных альфа-частиц наотносительных единицах.24Mg при заданном угле (в данном случае угол равен 180) в∆Е38ЕРис.
14. Выделение «локуса» дейтронов из матрицы рассеянных частиц.Рис. 15. Выделение пика основного состояния из спектра упругого рассеяния альфа-частиц на24Mg.39ГЛАВА IV. РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТОВ И СРАВНЕНИЕ С МИРОВЫМИЛИТЕРАТУРНЫМИ ДАННЫМИ4.1. Анализ спектров в дифракционных областяхБыл проведен расчет протекания сопутствующих ядерных реакций при взаимодействиипучка дейтронов с энергией 18 МэВ c ядрами мишени25Mg. В приложении Д показана схемавыходных каналов таких ядерных реакций. В настоящей работе изучался упругий канал.
Стоитотметить, что, с точки зрения радиационной безопасности, при планировании и проведенияэксперимента необходимо учитывать потоки частиц открытых каналов и наведеннуюактивность. Из схемы видно, что открыты такие каналы как2525Mg(d,n)26Al,25Mg(d,p)26Mg,Mg(d,t)24Mg, 25Mg(d,3He)24Na, 25Mg(d,α)23Na (см. Приложение Д).На рисунке 16 представлены спектры рассеянных дейтронов на 25Mg при углах рассеяния3 и 40 градусов. Интересно отметить тот факт, что при таких условиях проведенияэкспериментабудутнаблюдатьсяосцилляциифраунгоферовскоготипавугловыхраспределения упругого рассеяния дейтронов на границе фраунгоферовской области сдифракционной областью френелевского типа (см. диаграмму дифракционных поверхностей).Угол, разграничивающий эти области, в данном случае равен 3,75 градуса.
Исходя из этого,спектр, полученный при 3 градусах, соответствует дифракции френелевского типа, а спектр при40 градусах – дифракции фраунгоферовского типа. Для идентификации пика упругогорассеяния на25Mg его изотопа, а также от примеси, из которой состоит мишень, былипостроены кривые кинематики (приложение Е). С помощью кинематических кривых былиидентифицированы пики упругого рассеяния частиц на исследуемых нуклидах.На рисунке 17 представлены спектры упруго рассеянных альфа-частиц на 24Mg при углахрассеяния 10 и 40 градусов. Угол, разграничивающий область дифракции френелевского типаот области фраунгоферовского типа, равен 9,57 градуса.
Интересно отметить, что при углерассеяния альфа-частиц 40 градусов вероятность упругого рассеяния гораздо меньше, чемвероятность не упругого рассеяния.401,0E+05число событий, N1,0E+041,0E+031,0E+021,0E+011,0E+00020406080100120140160180200220240160180200220240Каналыа)1,0E+04число событий, N1,0E+031,0E+021,0E+011,0E+00020406080100120140Каналыб)Рис. 16. Спектры рассеянных дейтронов с энергией 18 МэВ на 25Mg. а) – спектр рассеянныхдейтронов на 25Mg при угле рассеяния 3 градуса; б) – спектр рассеянных дейтронов на 25Mg приугле рассеяния 40 градусов; пунктирная линия – положение пика упругого рассеяния;вертикальные сплошные линии – уровни возбужденных состояний 25Mg.411,0E+05число событий, N1,0E+041,0E+031,0E+021,0E+011,0E+00020406080100120140160180160180200220240Каналыа)1,0E+04число событий, N1,0E+031,0E+021,0E+011,0E+00020406080100120140200220240Каналыб)Рис.
17. Спектры рассеянных альфа-частиц с энергией 29 МэВ на 24Mg. а) – спектр рассеянныхальфа-частиц на 24Mg при угле рассеяния 10 градусов; б) – спектр рассеянных альфа-частиц на24Mg при угле рассеяния 40 градусов; пунктирная линия – положение пика упругого рассеяния.424.2. Получение дифференциальных сечений дифракционного рассеянияИзмеренныенаУ-150МИЯФНЯЦРКдифференциальныесеченияугловыхраспределений упруго рассеянных дейтронов и альфа-частиц на исследуемых ядрахпредставляют собой набор двух значений, где первый набор есть углы в лабораторной системекоординат (л.с.к.) и второй набор – зарегистрированное количество рассеянных ионов. Длядальнейшего анализа необходимо экспериментальные данные привести к стандартнойразмерности, а именно мбн/стерад в системе центра масс (с.ц.м), которое можно получить изdσ лск(θ лск ) = N ⋅ k1 ⋅ k 2 ,dΩI ⋅ Ω ⋅η ⋅ C(4.1)где N – число частиц, регистрируемое под данным углом θлск; I – число отсчетов интегратора завремя экспозиции; k1 – коэффициент просчета аппаратуры; k2 – нормировочная константа, длядейтронов k2= 0,266⋅10-12; η – постоянная интегратора; C =ρ ⋅ NAA– относительное содержаниеисследуемого изотопа в мишени; ρ – плотность мишени; NA= 6,022⋅1023 – число Авогадро; А –массовое число исследуемых ядер; Ω =S– телесный угол; S – площадь детектора; l –l2расстояние от мишени до детектора с учетом толщины детектора.Для указанной геометрии и исследуемых ядерных реакций сечения в данном эксперименте(4.1) преобразуется к видуdσ лск(θ лск ) = k N ,dΩI(4.2)где k – принимает различные значения, зависящие от типа исследуемой мишени.Для перехода из лабораторной системы в систему центра масс воспользуемся следующимправилом перехода [56] и диаграммой скоростей (рисунок 18).Рис.
18. Диаграмма скоростей. θлск – угол в л.с.к.; θсцм – угол в с.ц.м.; VaA – скорость центрамасс; va лск – скорость частицы в л.с.к.; va сцм – скорость частицы в с.ц.м.; а – налетающаячастица; А – ядро-мишень.43Согласно диаграмме скоростей и закону сохранения энергии и импульса можно получитьследующее равенство Vx = aA v a сцм−12 = ab ⋅ 1 + a + A ⋅ Q ,AB A E0 (4.3)где E0 – энергия частицы в л.с.к.; а – массовое число налетающей частицы; b – массовое числовылетающей частицы; А – массовое число ядра-мишени до взаимодействия; B – массовое числоядра-мишени после взаимодействия; Q – энергия реакции. Для упругого рассеяния Q =0, тогда(4.3) примет видx=ab,AB(4.4)Соотношение между θлск и θсцм имеет видx=sin (θ сцм − θ лск )sin (θ лск )⇒(4.5)θ сцм = θ лск + arcsin ( x ⋅ sin (θ лск )) ,Так как полное число частиц, вылетающих из мишени в пространственный угол dΩ,должно быть одно и то же в обеих системах, тоI сцм dΩ сцм = I лск dΩ лск .(4.6)Найдем их отношениеG ( x, θ ) =I сцмI лскdΩ лск sin (θ лск )dθ лскsin 2 (θ лск )=== cos(θ сцм − θ лск ) 2.dΩ сцм sin (θ сцм )dθ сцмsin (θ сцм )(4.7)Используя уравнение (4.3), получим[]G (x,θ лск ) = 1 − x sin (θ лск )2212[]−21⋅ x ⋅ cos(θ лск ) + 1 − x 2 sin 2 (θ лск ) 2 .(4.8)Таким образом, сечение в с.ц.м.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
