Источники нейтронов

Источники нейтронов

  Нейтроны, не имеющие  электрического заряда, при движении  в веществе не взаимодействуют с электронными оболочками атомов.  Нейтроны,  проходя через вещество,  непосредственно не ионизируют атомы и молекулы,  как заряженные частицы.  Поэтому нейтроны обнаруживают по вторичным эффектам, возникающим при взаимодействии их с ядрами.  При столкновениях с атомными ядрами они могут выбивать из них заряженные частицы,  которые ионизируют и возбуждают атомы среды. В результате соударения нейтронов с ядрами вещества природа последних не изменяется, а сами нейтроны рассеиваются на атомных ядрах.  При этом следует рассматривать упругое и неупругое рассеяния.  При втором виде взаимодействия изменяется природа соударяющихся частиц.  Происходят ядерные реакции типа (n, α), (n, p), (n, γy), (n, 2n) и т.д., и наблюдается деление тяжелых ядер. 

Явления,  происходящие при  взаимодействии нейтронов с ядрами,  зависят от кинетической энергии нейтронов. Поэтому обычно нейтроны делят на отдельные энергетические группы - тепловые, медленные и быстрые нейтроны. Границы этих энергетических групп условны .

Табл. Классификация нейтронов по энергии.

Энергия нейтронов       Типы нейтронов

<0.05 эВ (=580 К°)        Тепловые нейтроны

0.05 эВ - 1 кэВ      Медленные нейтроны

> 1 кэВ          Быстрые нейтроны

  В зависимости от  энергии нейтронов,  их подразделяют  на следующие группы: 

- ультрахолодные нейтроны - нейтроны с энергией менее 10^-7 эв. 

- холодные нейтроны - нейтроны  с энергией меньше 5*10^-3 эв. Ультрахолодные и холодные отличаются аномально большой проникающей способностью при прохождении через поликристаллические вещества. 

-  тепловые нейтроны -  нейтроны,  находящиеся в термодинамическом  равновесии с рассеивающими атомами окружающей среды.  При диффузии через относительно слабо поглощающие среды их скорости стремятся к максвелловскому распределению.  Поэтому они и названы тепловыми.  Их скорости характеризуются энергией  E0 = k*T,  соответствующей максиму максвелловского распределения (T -  абсолютная температура среды,  сквозь которую диффундируют нейтроны, k - постоянная Больцмана). 

-  надтепловые нейтроны -  нейтроны с энергией от 0.1  эв до 0.5  кэв.  При прохождении надтепловых нейтронов через поглощающие и рассеивающие среды сечение взаимодействия подчиняется в основном закону 1/v,  где v  скорость нейтрона.  При определенных значениях энергии нейтронов возникают реакции радиационного захвата - реакции (n, γ).

- нейтроны промежуточных  энергий - нейтроны с энергией  от 0.5 кэв до 0.2 Мэв. Для нейтронов этих энергий наиболее типичным процессом взаимодействия с веществом является упругое рассеяние. 

- быстрые нейтроны - нейтроны  с энергией от 0.2 Мэв до 20 Мэв. Характеризуются как упругим, так и неупругим рассеянием и возникновением пороговых ядерных реакций. 

- сверхбыстрые нейтроны - нейтроны, обладающие энергией  свыше 20 Мэв. Они отличаются ядерными реакциями с вылетом большого числа частиц.  При энергии нейтронов выше 300  Мэв наблюдается слабое взаимодействие нейтронов с ядром  (прозрачность ядер для сверхбыстрых нейтронов)  и появление  "реакции скалывания",  в результате которой бомбардируемое ядро испускает несколько осколков

В связи с отсутствием  у нейтронов электрического заряда они проходят в веществе без

взаимодействий сравнительно большие расстояния,  измеряемые сантиметрами.  Эффективные сечения взаимодействия нейтронов с электронами атома малы  (σ≈10^-22 см²)  по сравнению с сечением взаимодействия заряженной частицы с атомом (σ≈10^-16 см²).

Вероятность прохождения  той или иной реакции определяется микроскопическим сечением реакции σ(n, α), σ(n, p), σ(n, γ), σ(n, 2n) и т.д. (первой в скобках записывается бомбардирующая частица - нейтрон, второй - испускаемая частица или γ- квант). 

Микроскопическое сечение  σ можно представить себе как  сечение сферы,  описанной вокруг ядра. Пересекая сферу,  нейтрон  может вступить в реакцию с  ядром.  Вне сферы радиусом r = σ /π взаимодействия не происходят. Микроскопическое сечение измеряется в квадратных сантиметрах  (см2(и барнах (1барн = 10^-24см²).  Каждый радионуклид имеет определенное значение σ,  зависящее от энергии нейтронов.  Экспериментально доказано,  что при энергии нейтронов более 10  Мэв полное эффективное сечение равно:  σn=2π*R²

,  где R -  радиус  ядра.  Отсюда радиус ядра R = σ  n/π .  Более точные экспериментальные измерения радиуса ядра R  в зависимости от массового числа A  были проведены с использованием нейтронов с энергией 14 и 25 Мэв. Измерения показали, что

R=(1,3÷1,4)*10^-13 A ^1/2 (см).       

Умножив микроскопическое сечение  σ на число ядер в 1  см3

поглощающего вещества N, получим полное сечение всех ядер в 1  см3

поглощающего вещества -  макроскопическое сечение 

данного вещества для данной реакции: 

Σ=σN                       

Макроскопическое сечение  имеет размерность,  обратную размерности  длины,  см-1

,Так как N=N0ρ/A  .

где N0 - число Авогадро, то 

Σ=σN0ρ/A.             

Быстрые нейтроны передают энергию главным образом в  результате прямых столкновений с атомнымиядрами. Энергия, переданная от нейтрона ядру (Е ядра), зависит от массы ядра и угла рассеяния.  В среде из легких ядер нейтроны могут передавать практически всю свою энергию в результате одного столкновения,  если столкновение лобовое.  Для быстрых нейтронов наиболее важным результатом взаимодействия являются упругие (n,n)  и неупругие (n,n')  столкновения с атомными

ядрами. В зависимости  от типа ядра и энергии налетающего  нейтрона величина сечения изменяется в интервале нескольких барн.

    где M , m - масса  ядра и масса нейтрона, Еn - начальная энергия нейтрона, θ - угол между первоначальным направлением движения нейтрона и направлением движения ядра отдачи в лабораторной системе координат.

     Для медленных  нейтронов наблюдаются максимумы  в сечении взаимодействия при определенных значениях энергий нейтронов Еn,  характерных для данного вещества.  Основные процессы - рассеяние и замедление нейтронов до тепловых скоростей.

    Энергии тепловых  нейтронов не превышают энергии  связи атомов в водородосодержащих  молекулах.  Поэтому в случае,  если не происходит ядерной реакции,  тепловые нейтроны могут вызвать лишь возбуждения колебательных степеней свободы,  что приводит к разогреву вещества.

    Наиболее характерными  реакциями при взаимодействии  тепловых нейтронов с веществом  являются реакции радиационного захвата (n, γ). При уменьшении энергии нейтронов сечение упругого рассеяния (n,n) остается примерно постоянным на уровне нескольких барн, а сечение (n, γ) растет по закону 1/v , где v -скорость налетающего нейтрона. Поэтому для очень медленных нейтронов возрастает не только абсолютная,  но и относительная роль реакций радиационного захвата.

         В области тяжелых ядер начинают проявлять себя реакции деления (n,f). Однако для живой материи, состоящей преимущественно из легких элементов,  эти реакции несущественны.

     Ослабление  узкого коллимированного пучка нейтронов тонким слоем вещества происходит по экспоненциальному закону:

I(x) = I₀exp(-Nσx)                

   где  I₀ и I(х) - значения плотности потока до и после прохождения слоя вещества х, N - число ядер в единице объема вещества,  а-  полное сечение взаимодействия нейтронов с веществом.

    Величина Σ= Nσ  имеет размерность обратной длины  (см-1)  и называется -  линейный  коэффициент ослабления потока нейтронов в веществе.  Величина λ= 1/Σ имеет размерность длины и называется -  длина свободного пробега нейтрона в веществе. Средняя длина пробега по отношению к поглощению  λa -  это расстояние,  при прохождении которого плотность потока нейтронов из-за поглощения уменьшается в e раз.

Изотопные (ампульные) источники нейтронов   

 В изотопных источниках  нейтроны получаются либо в  результате спонтанного деления  (²⁵²Cf), либо в результате ядерных реакций (α,n) на легких ядрах, например ⁹Be(α,n)¹²C. В качестве источников альфа-частиц используются альфа-активные изотопы ²¹⁰Po, ²²⁶Ra, ²³⁹Pu, ²⁴¹Am. Интенсивность потока нейтронов от изотопных источников ограничена активностью препарата и обычно заметно меньше 10⁸ нейтронов в секунду. Кроме того, такие изотопные источники имеют сплошной спектр нейтронов (~0.1 - 12 МэВ) и высокий фон гамма-излучения.  Изотопные источники монохроматических нейтронов небольших энергий можно создать, использовав реакцию (γ,n). Для этого используется реакции d(γ,n)p (энергия реакции Q = -2.23 МэВ) с монохроматическим источником гамма-квантов на основе ²⁰⁸Tl (E_γ = 2.62 МэВ), энергия нейтронов 200 кэВ и ⁹Be(γ,n)2⁴He (Q = -1.65 МэВ) с источником гамма-квантов на основе ²¹⁴Bi (E_γ ≈ 1.78 МэВ), энергия нейтронов 110 кэВ.

Ядерные реакторы

Станционарные реакторы

 Первый ядерный реактор  был создан под руководством  Э. Ферми в 1942 г. в Чикаго. Первый реактор, предназначенный для пучковых исследований (HFBR), был создан в 1965 г. в Брукхэйвене. Сегодня в мире работает несколько десятков исследовательских реакторов. Характеристики некоторых реакторов, некоторые из которых уже выведены из эксплуатации или еще не введены отражены в табл. 1.

 Для использования  времяпролетной методики на станционарных реакторах устанавливаются прерыватели. Принцип действия одного из типов прерывателя - прерывателя Ферми проиллюстрирован на рис. 1. С помощью двух прерывателей возможно формирование монохроматического пучка нейтронов. Первый прерыватель служит для получения импульсного пучка. Второй, установленный на некотором расстоянии от первого - для его монохроматизации. Нейтроны бОльших энергий долетают до второго прерывателя быстрее, чем нейтроны меньших энергий. Подобрав соответствующим образом скорости вращения прерывателей, можно добиться ситуации, когда второй прерыватель будет пропускать нейтроны, только в определенном энергетическом дапазоне. На реакторе ПИК (ПИЯФ) механический монохроматор состоит из 4-х однотипных модулей, которые размещены вдоль коллимированного пучка нейтронов. Каждый модуль представляет собой ротор, изготовленный из прочного стального сплава. Энергетическое разрешение прибора зависит от скорости вращения роторов и энергии пропускаемых нейтронов. В частности, при скорости 15000 об./мин и энергии нейтронов, равной Е ≈ 1 эВ, на которую настроен монохроматор, ΔЕ/Е ≈ 0.05. 
    Ядерные реакторы с непрерывным потоком нейтронов имеют ограничения по потоку, связанному в основном с проблемой охлаждения. В импульсных реакторах при той же средней мощности выход используемых для исследований нейтронов многократно возрастает. В последнее время число исследовательских реакторов уменьшается и будущее интенсивных  нейтронных источников связано с использованием ускорителей.

Импульсные реакторы   

 В импульсных реакторах  цепная реакция развивается на  мгновенных нейтронах. С помощью так называемых модуляторов реактивности реактор на короткий промежуток времени (от ~10^-4 с до нескольких секунд) переводится в надкритическое состояние, когда коэффициент размножения нейтронов без учета запаздывающих нейтронов k > 1. В реакторе быстро развивается цепная реакция деления. Затем реактор переводится в подкритическое состояние и процесс затухает. В результате генерируются импульсные нейтронные потоки большой интенсивности. Управлять критичностью реактора с помощью мгновенных нейтронов опасное занятие. "Проводить такие эксперименты - все равно, что щекотать хвост спящего дракона!" - сказал Р. Фейнман. 
    Говорят, что в 40-х годах импульсный реактор в Лос-Аламосе работал следующим образом. Сверху в вертикальную трубу бросали кусок плутония или урана, который пролетал мимо другого куска ядерного материала. На какое-то время общая масса превышала критическую и генерировался мощный поток нейтронов. Современные импульсные реакторы более сложные системы и безопасности их эксплуатации уделяется большое внимание. 
    Различают три типа импульсных реакторов: самогасящиеся импульсные реакторы,периодические импульсные реакторы и бустеры.    

В самогасящихся импульсных реакторах цепная реакция деления гасится за счет отрицательной обратной связи различных процессов, связанных с выделяющимся теплом, с коэффициентом размножения нейтронов. Одним из первых импульсных реакторов был однократный реактор на быстрых нейтронах "Леди Годива", созданный в 1951 в Лос-Аламосской лаборатории в США. Длительность нейтронных импульсов в таких реакторах от нескольких десятков микросекунд до нескольких секунд. Частота повторения импульсов невелика (один импульс в час, а то и 2-3 раза в сутки) и определяется временем, необходимым для охлаждения реактора. В импульсе до ~10¹⁸ нейтронов (ЯГУАР в ВНИИТФ, Снежинск).     

В периодических импульсных реакторах нейтронные импульсы инициируются и гасятся за счет периодического движения части активной зоны, части отражателя либо замедлителя. В периодическом мощность в каждом импульсе меньше, чем в однократном 
       Первый периодический импульсный реактор  ИБР-1 (Импульсный Быстрый Реактор) был запущен в ОИЯИ (Дубна) в 1960 г. Идея ИБР-1 была предложена Д.И. Блохинцевым: между двумя частями плутония вращается диск с урановым вкладышем. При совпадении всех трех частей возникает мощная цепная реакция, которая быстро затухает. По поводу этого реактора Н. Бор сказал: "Я восхищен мужеством людей, решившихся на сооружение такой замечательной установки!" Д.И. Блохинцев считал, что эксплуатировать импульсный реактор - то же самое, что дразнить тигра в клетке (практически безопасно).

 В дальнейшем в ОИЯИ  был постороен более мощный импульсный реактор ИБР-2 (официальная эксплуатация с 1984 г.). Активная зона ИБР-2, объемом 22 л содержит 82 кг двуокиси плутония и охлаждается жидким натрием. Модуляция реактивности осуществляется с помощью подвижного отражателя.  С момента пуска работал стальной отражатель, который состоял из двух частей: основной и вспомогательной (так называемый "трезубец") (см. рис. 2). Эти две части вращались с разными скоростями (1500 и 300 об/мин) около активной зоны. Когда они оказывались одновременно напротив зоны генерировался нейтронный импульс.  "Трезубцы" работали до 2003 года. В 2004 году был пущен новый решетчатый отражатель из никелевого сплава, который состоит из двух частей, вращающихся в противоположных направлениях с медленной скоростью (600 об/мин) (рис. 3). Длительности импульса мощности при этом сохраняется. Этот отражатель будет работать и на модернизированном реакторе ИБР-2М . 
    Усредненная мощность ИБР-2 составляет 2 МВт; мощность в импульсе - 1500 МВт. Импульсы тепловых нейтронов длительностью ~300 микросекунд испускаются с периодом в 5 герц, нейтронный поток в импульсе на поверхности модератора 5^.10¹⁵ нейтронов/(см^2.с). 
    Исследовательский импульсный реактор ИБР-2 является одним из самых эффективных в мире источников для исследований на выведенных пучках медленных нейтронов. 
    Надо сказать, что периодические импульсные реакторы строились и эксплуатировались только в СССР и России, несмотря на то, что проекты таких реакторов разрабатывались и в других странах. В первую очередь это связано с проблемой безопасности эксплуатации. Не зря от момента постройки до официального пуска ИБР-2 (1978-1984) прошло почти столько же времени как от начала его проектирования до постройки (1966-1978).   

 В бустере мишень-конвертер из тяжелого металла помещена в подкритическую сборку. Импульс мощности инициируется импульсом нейтронов от внешнего источника. В качестве внешних источников используются сильноточные ускорители электронов (30-200 МэВ). Электроны из ускорителя рождают в мишени тормозные гамма-кванты, которые в свою очередь вызывают фотоядерные реакции ( ,xn). Фотоядерные нейтроны инициируют цепную реакцию в сборке, что приводит к увеличению потока нейтронов в 10-30 раз. После выключения внешнего источника размножение нейтронов прекращается. В супербустере есть возможность модуляции реактивности в размножающей мишени.  
    В бустере ИРЕН (Источник РЕзонансных Нейтронов) (ОИЯИ) линейный электронный ускоритель ЛУЭ-200 имеет длительность импульсов 250 нс, значение тока электронов в импульсе ~1.5 А, частоту следования импульсов 150 Гц, энергию электронов ~200 МэВ. Мишень-конвертер - W. Конвертер окружает оболочка из ²³⁹Pu в состоянии глубокой подкритичности. Длительность нейтронного импульса 400 нс, интегральный выход нейтронов ~9^.10¹⁴ н/c.

Нейтронные генераторы    

 В нейтронных генераторах  обычно используются реакции  t(d,n)⁴He и d(d,n)³He, максимумы сечения которых находятся при небольших энергиях (см. рис. 4 и 5). Это позволяет использовать небольшие ускорители, например, каскадные генераторы. Энергия дейтронов 130 кэВ в с.ц.и., при которой достигается максимум сечения реакции d(t,⁴He)n соответствует энергии в л.с. ~220 кэВ. Энергия ускоренных частиц в таких нейтронных генераторах обычно 100 - 300 кэВ. Как правило, ускоряются дейтроны.

Таблица 2.

 Так как энергия  этих реакций заметно больше  энергии ускоряемых частиц, нейтроны  вылетают из мишени почти с  одинаковыми энергиями. При энергии  дейтронов 200 кэВ энергия нейтронов во всем диапазоне углов варьируется от 15.1 до 13.2 МэВ.  Нейтронный генератор может быть точечным моноэнергетическим источником нейтронов. Нейтроны из реакции d-t вылетают из мишени практически изотропно. Угловое распределение нейтронов из реакции d-d имеет небольшой максимум в направлении дейтронного пучка. 
    При небольших энергиях дейтронов альфа-частицы из реакции d(t,⁴He)n вылетают из мишени-конвертера под углами близким к 180^о относительно направления вылета нейтронов (см. рис.6). Если регистрировать альфа частицы, то соответствующие им нейтроны оказываются как бы "меченными". Энергии и направления вылета из мишени-конвертера нейтронов через кинематические соотношения однозначно связаны с энергиями и углами вылета альфа-частиц. Таким образом можно осуществить электронную коллимацию нейтронного пучка. Момент вылета нейтрона из мишени также фиксируется с помощью детектирования сопутствующих альфа-частиц, что может быть использовано во времяпролетной методике.  
    Ускорители, используемые в таких нейтронных генераторах, обычно непрерывного действия. Чтобы получить импульсный пучок используют импульсные ионные источники или устройства отклонения и группировки.  
    На рис. 7 показана упрощенная схема нейтронного генератора.

 Мишени-конвертеры нейтронных  генераторов, позволяющих получить  высокоинтенсивные потоки нейтронов,  обычно твердотельные, и представляют  собой тонкие слои (до нескольких  десятков мкм) титана, скандия или цинка, нанесенные на медную подложку (см. рис. 8). Эти металлы способны образовывать так называемые металлические гидриды. Так гидриды титана или скандия способны удерживать до двух атомов изотопов водорода на один атом металла. Это свойство металлических гидридов позволяет использовать их в качестве аккумуляторов изотопов водорода и в частности изготовлять из них мишени-конвертеры. Энергия, теряемая пучком заряженных частиц в мишени может достигать больших величин (до десятков кВт на квадратный сантиметр). Это требует эффективного охлаждения. Обычно используется водяное охлаждение. Кроме того, мишень часто представляет быстро вращающийся диск. Таким образом увеличивается эффективная площадь, на которую попадает пучок. 
    На нейтронных генераторах, использующих реакцию d(t,⁴He)n удается получить потоки нейтронов до ~10¹⁴ нейтронов/с на телесный угол 4π. У "стандартных" нейтронных генераторов они заметно меньше (~10¹⁰ нейтронов/с). Нейтронные генераторы могут быть весьма малогабаритными, например, для работы в скважинах.

Использование ускорителей  для генерации нейтронов

 В рассмотренных выше  нейтронных генераторах, ускорители  на небольшие энергии используются  только для получения нейтронов.  За счет большой положительной  энергии реакции d(t,⁴He)n, ее большого сечения и небольшой энергии, инициирующих реакцию дейтронов, удается получать интенсивные потоки нейтронов с энергией ~14 МэВ и довольно незначительным разбросом по энергии. Если необходимы нейтроны бОльших энергий, используют ускорители с более высокоэнергетичными пучками. Обычно, они используются не только для получение нейтронов, но и для других задач. На рис. 9 показана зависимость энергии нейтронов образующихся в реакции d(t,⁴He)n от энергии дейтронов для двух углов вылета нейтронов относительно направления дейтронного пучка. Видно, что по мере роста энергии дейтронов, кинематический разброс энергий нейтронов возрастает, и, соответственно труднее добиться моноэнергетичности нейтронов. Кроме того, с ростом энергии падает выход нейтронов. 
    Для получения нейтронов на ускорителях также используются реакции ⁹Be(p,n)¹⁰B, ⁹Be(d,n)⁹B,  
⁷Li(p,n)⁷Be, ⁷Li(d,n)⁸Be и другие. Однако получение моноэнергетических нейтронов в этом случае связано с дополнительными трудностями, т.к. по мере роста энергии появляются нейтроны, связанные с возбужденными состояниями конечных ядер.

Реакция развала   

 Высокоинтенсивные источники  быстрых нейтронов можно получить  при использовании реакции развала  дейтронов средних энергий (~20-50 МэВ) на легких ядрах. Получающиеся в результате развала нейтроны летят в довольно узком конусе вперед. Разброс их энергий довольно большой (МэВы). Основные проблемы, возникающие при повышении выхода нейтронов - получение сильноточных пучков и отвод тепла от мишени-конвертера. Пока интенсивность потока нейтронов у таких источников не превышает 10¹⁴ нейтронов/c. Однако под эгидой МАГАТЭ во Фраскати (Италия) силами Европейского Союза, Японии, России и США соружается установка IFMIF (International Fusion Material Test Facility), на которой должна быть получена интенсивности до 10¹⁷ нейтронов/c. Установка будет включать в себя два линейных дейтронных ускорителя (35-40 МэВ/5МВт) и струйную мишень их жидкого лития (рис. 10).

Фотоядерные реакции   

 Имульсные источники нейтронов на базе электронных ускорителей впервые начали создаваться в 50-е годы в Харуэлле (Великобритания). 
    Нейтроны получаются в результате фотонейтронных реакций (γ,xn) от тормозного излучения электронов, падающих на мишень из тяжелых ядер. При энергии электронов 100 МэВ на 20 электронов образуется 1 нейтрон. На рис. 11 показаны зависимости выхода нейтронов на единицу мощности ускорителя от энергии нейтронов. При энергии электронов >100 МэВ выход нейтронов практически перестает увеличиваться с ростом энергии. 
    Примером нейтронного источника такого типа может служить нейтронный источник на линейном ускорителе электронов ORELA (Oak Ridge Electron Linear Accelerator). Максимальная энергия электронов у ORELA 180 МэВ, длительность импульсов - 4-30 нс, частота - 12-1000 Гц. В качестве мишени-конвертера в основном используется Ta. В каждом нейтронном сгустке содержится 10¹¹ нейтронов в широком энергетическом диапазоне от 10^-3 до 10⁸ эВ. Интенсивность нейтронов разных энергий составляет 4·10¹³ МэВ^-1с^-1 при энергии нейтронов 1 МэВ и  
4·10¹⁰ МэВ^-1с^-1при 14 МэВ. Для получения нейтронов тепловых энергий используется водяной модератор. 
    Выход нейтронов из фотоядерных реакций мал. Для повышения выхода нейтронов используется размножающая мишень из делящегося материала (бустер).

Реакция скалывания

 Когда высокоэнергетичный протон попадает в ядро, он последовательно взаимодействует с его нуклонами, передавая им часть своей энергии. Получившие энергию нуклоны, в свою очередь взаимодействуют с другими нуклонами. В результате такого внутриядерного каскада, энергия налетевшего протона перераспределяется по все большему количеству нуклонов ядра и через некоторое время образуется составное ядро.Часть нуклонов в процессе развития внутриядерного каскада вылетает из ядра. Такой процесс называется скалыванием или выбиванием (spallation, knock out). Кроме нуклонов из ядра могут вылетать кластеры (альфа-частицы, дейтроны, ...). Вылетают также  -мезоны, если энергия выше порога их образования. Частицы вылетают ("испаряются") также на стадии составного ядра. (Источники нейтронов, основанные на реакции скалывания называют испарительными источниками.) В случае использования толстой мишени формируется также внешний каскад, когда высокоэнергетические частицы из реакции скалывания в свою очередь попадают в ядра мишени.   

 Для толстых мишеней  и энергий налетающих протонов  до ~1 ГэВ выход нейтронов на толстых мишенях подчиняется простой эмпирической закономерности

где энергия протонов E в  ГэВ, A - массовое число. При более  высоких энергиях линейная зависимость  выхода от энергии нарушается. Это  связано с возрастающим сечением образования π⁰-мезонов, которые из-за малого времени жизни практически не участвуют во внутриядерном каскаде. Фотоядерные реакции, которые вызывают  гамма-кванты из распада π⁰-мезонов, вносят лишь незначительный вклад в выход нейтронов.   

 Проект SNS (Spallation Neutron Source) реализуется в Ок Ридже (США). В нем участвуют 6 национальных лабораторий США (Argonne, Brookhaven, Jefferson, Lawrence Berkeley, Los Alamos, Oak Ridge). В линейном ускорителе отрицательные ионы H^- ускоряются до энергии 1 ГэВ. Затем ионы проходят через обдирочную мишень, лишаясь электронов и превращаясь в протоны. Протоны затем поступают в накопительное кольцо, в котором в течение 1060 оборотных циклов происходит их накопление. После чего они выводятся из накопительного кольца. Сформированные таким образом сгустки протонов с частотой 60 Гц и длительностью 0.7 мкс падают на мишень-конвертер, в которой в результате реакции скалывания образуются нейтроны. В импульсе содержится 1.5·10¹⁴ нейтронов. 
    В качестве мишени используется ртуть. Ртуть была выбрана из следующих соображений. Как у элемента с большой атомной массой, у ядер ртути на 80 протонов в среднем приходится 120 нейтронов; ртуть - жидкость и не испытывает радиационных повреждений как твердое тело; она лучше может рассеивать быстро выделяющееся тепло и выдерживать ударные нагрузки, возникающие от коротких высокоэнергетичных протонных импульсов. 
     Для получения тепловых и холодных нейтронов используются водные модераторы и модераторы с жидким водородом. 
    В установке n-TOF (CERN) используется протонный синхротрон (20 ГэВ/c). Длительность протонного сгустка ~6 нс, в каждом сгустке 7·10¹² протонов. Реакция скалывания происходит на свинцовой мишени толщиной 40 см, охлаждаемой водой. Вода служит также модератором. В результате образуются нейтроны в широком энергетическом диапазоне, от 1 эВ до 250 МэВ. Каждый протонный протонный сгусток преобразуется нейтронный импульс со среднеквадратичным значением длительности ~7 нс и содержащим 4.2^.10¹⁵ нейтронов. Нейтроны поступают в нейтроновод, который расположен под углом 10^о по отношению к направлению протонного пучка. В нейтроноводе имеются коллиматоры и магнит, который производит очистку нейтронного пучка от остаточных заряженных частиц. Для регистрации энергии нейтронов применяется времяпролетная методика. Пролетная база составляет 182.5 м. Для получения стартовой временной отметки используются гамма-кванты, образующиеся в реакции скалывания. Энергетическое разрешение времяпролетного спектрометра составляет 2^.10^-4. На конце пролетной базы в нейтронном импульсе 10⁶ нейтронов/см².

Нейтронный источник на пироэлектрических кристаллах

 Недавно появились  сообщения о создании малогабаритного  нейтронного источника, в котором  используется свойство пироэлектрических  кристаллов создавать сильные  электрические поля при их  нагревании и охлаждении. Источник  устроен следующим образом [7]. В камере, заполненной дейтерием на расстоянии 15 мм размещались два пироэлектрических кристалла (10×20 мм LiTaO₃). Каждый кристалл нагревался с помощью термоэлектрического нагревателя (10 Вт) за 350 с до температуры 130^о С, а затем, после выключения питания нагревателя, охлаждался до комнатной температуры. Поверхность одного из кристаллов, который приобретает положительный заряд при нагревании и отрицательный заряд при охлаждения был покрыт слоем 50 мкм дейтерированного полистирола (C₈D₈)_n. Другой кристалл приобретал при нагревании отрицательный заряд, а при охлаждении - положительный. Под действием электрического поля между кристаллами происходила ионизация газа и ускорение ионов дейтерия. Максимальная энергия ускоренных таким образом дейтронов была 215 кэВ. В результате взаимодействия ускоренных ионов дейтерия с дейтериевой мишенью (дейтерированный полистирол) возникали нейтроны. Было зарегистрировано около 10⁴ нейтронов в одном цикле нагрева-охлаждения. Авторы отмечают, что использование реакции d(t,⁴He)n вместоd(d,³He)n позволит на более чем 2 порядка повысить выход нейтронов.

Литература:

1. В.Л. Аксенов. Импульсные реакторы для нейтронных исследований. Физика элементарных частиц и атомного ядра. 1995, том 26, вып. 6, с. 1449.
2. В.Л. Аксенов, А.М. Балагуров.  Времяпролетная нейтронная дифрактометрия. УФН, т.166, № 9, с. 955 (1996)
3. Recent Advances at the International Fusion Materials Irradiation Facility
4. The Oak Ridge Electron Linear Accelerator Pulsed Neutron Source
5. Spallation Neutron Source
6. M. Giovannozzi, R. Cappi, G. Metral. The Proton Beams for the Time-of-Flight at the CERN-PS. Proc. of  EPAC 2000
7. J. Geuther, Y. Danon, F. Saglime. Nuclear Reactions Induced by a Pyroelectric Accelerator. Phys. Rev. Lett. 96, 054803 (2006)