基于CSNS 反角白光中子源的中子俘获反应截面测量技术研究*

张奇玮 栾广源† 任杰 阮锡超 贺国珠 鲍杰 孙琪 黄翰雄 王朝辉 顾旻皓 余滔 解立坤 陈永浩 安琪 白怀勇 鲍煜 曹平 陈昊磊 陈琪萍 陈裕凯 陈朕 崔增琪 樊瑞睿4) 封常青 高可庆 韩长材 韩子杰 何泳成 洪杨9) 黄蔚玲 黄锡汝 季筱璐 吉旭阳 蒋伟 江浩雨 姜智杰 敬罕涛 康玲 康明涛 李波 李超 李嘉雯 李论 李强 李晓 李样 刘荣 刘树彬 刘星言 穆奇丽 宁常军 齐斌斌 任智洲 宋英鹏 宋朝晖 孙虹 孙康9) 孙晓阳9) 孙志嘉4) 谭志新 唐洪庆 唐靖宇 唐新懿 田斌斌 王丽娇9) 王鹏程 王琦 王涛峰1 文杰 温中伟 吴青彪 吴晓光 吴煊 羊奕伟 易晗 于莉 于永积 张国辉 张林浩9) 张显鹏 张玉亮 张志永 赵豫斌 周路平9) 周祖英 朱丹阳 朱科军9) 朱鹏 朱兴华

1) (中国原子能科学研究院核数据重点实验室，北京 102413)

2) (中国科学院高能物理研究所，北京 100049)

3) (散裂中子源科学中心，东莞 523803)

4) (核探测与核电子学国家重点实验室，北京 100049，合肥 230026)

5) (中国科学技术大学近代物理系，合肥 230026)

6) (北京大学物理学院，核物理与核技术国家重点实验室，北京 100871)

7) (中国工程物理研究院核物理与化学研究所，绵阳 621900)

8) (西北核技术研究院，西安 710024)

9) (中国科学院大学，北京 100049)

10) (中国科学技术大学工程与应用物理系，合肥 230026)

11) (北京航空航天大学物理学院，北京 100083)

12) (华能山东石岛湾核电有限公司，荣成 264312)

中子俘获反应截面数据在核天体物理研究、先进核能开发中具有非常重要的应用,由于缺乏合适的白光中子源和探测装置,国内在keV 能区(1 eV—100 keV)中子俘获反应截面的实验数据几乎是空白.中国原子能科学研究院核数据重点实验室建造了国内第一台γ 全吸收型探测装置,由40 块BaF2 探测器单元组成厚度为15 cm,内半径为10 cm 的BaF2 晶体球壳,共覆盖了95.2%的立体角.利用升级后的装置在中国散裂中子源的反角白光中子源上建立了中子俘获反应截面在线测量技术.在不规则的φ30 mm 中子束斑的实验条件下,完成首次197Au 中子俘获反应截面的在线测量,利用加和能谱和多重数分布扣除本底,反演飞行时间谱得到keV 能区197Au 中子俘获反应截面的实验数据.通过与ENDF 评价数据库相关数据的比较,共振峰位置能够很好地吻合,从而验证了测量装置和测量技术的可靠性,为下一步高精度截面数据的获取奠定基础.

1 引言

核天体物理学的研究认为重于铁的核素(A >56)主要是通过连续的中子俘获反应来合成的,运用中子俘获反应的截面数据可以解释宇宙中各星体核素丰度分布的规律,但是部分核素丰度的测量值和理论值存在明显分歧.引起分歧的一个主要原因是这些核素具有放射性,实验测量的截面数据不确定度很大[1].同时中子俘获反应截面也是先进核能研究的基础数据,233U,238U,232Th,237Np,240Pu,242Pu,241Am,243Am,245Cm,79Se,99Tc,107Pd,129I,136Cs 和151Sm 等核素的中子俘获反应截面数据对快中子反应堆、钍-铀混合燃料反应堆、加速器驱动次临界系统等大科学装置具有非常重要的意义[2].目前对截面数据的需求集中在了可裂变、放射性、短寿命的不稳定核素及样品量低、截面值小的核素,与稳定核素相比,它们的测量难度大,效应本底比低.

测量中子俘获反应截面的方法分为两种—瞬发γ 测量法和缓发γ 测量法.国际上最早采用的是缓发γ 测量法(活化法),通过测量基态核衰变的特征γ 射线,引用半衰期和γ 分支比的数据,得到中子俘获反应的截面数据.活化法不能区分入射中子的能量,也很难鉴别产物核相同而反应道不同的情况.为了克服上述缺点,国外在1960 年代发展出了针对连续中子能区基于飞行时间技术(TOF)的瞬发γ 测量法,先后采用大体积液闪[3],Moxon-Rae[4],NaI(Tl)[5],BGO[6],C6D6等不同类型的探测器.目前,日本KURRI-LINAC[7],欧洲JRC 的GELINA[8],CERN 的n_TOF[9]和美国ORNL 的ORELA[10]等白光中子实验装置上都建立了C6D6探测系统,中国散裂中子源(CSNS)的反角白光中子源(Back-n)也建造了一套C6D6探测系统[11],用于测量稳定核素的中子俘获反应截面.1980 年代初,BaF2晶体被发现具有能量分辨率高、时间分辨率好及中子灵敏度低的特点,几个重要实验室相继建成了γ 全吸收型BaF2探测装置,例如:德国FZK Karlsruhe 的4πBaF2[12]、欧洲(瑞士) CERN的TAC[13]和美国LANL 的DANCE[14],测量可裂变核素、放射性核素的中子俘获反应截面,取得了一系列的高水平成果.

在Back-n 建成之前,由于缺乏合适的白光中子源和高质量的探测装置,国内在keV 能区(1 eV—100 keV)中子俘获反应截面的实验数据几乎是空白.这部分数据需求主要通过两个渠道实现:一是理论计算.依据相关的核结构、核反应理论模型,计算得到中子俘获反应的截面数据.由于中子俘获反应与核结构、核能级密度的具体情况相关,因此理论计算的截面数据存在较大的不确定性;二是采用国际原子能机构的EXFOR 数据库,由于美、英等国对核能研究与核测试的关键数据实行壁垒保护,特别是一些可裂变核素如:233U,235U,238U,239Pu,241Am.这些核素公开的截面数据既不完整,又存在很大分歧,缺少误差统计等重要信息.

为了填补这一空白,中国原子能科学研究院核数据重点实验室建成了我国第一套γ 全吸收型BaF2探测装置(gamma total absorption facility,GTAF)[15],并基于HI-13 串列加速器,开展了一些中子俘获反应截面在线测量实验,验证了测量方法的可行性[16].由于该中子源的注量率偏低,实验结果的不确定度达到了25%以上,难以获得高精度的截面数据[17].CSNS 反角白光中子源可以提供国际上最高中子流强的宽能区脉冲中子束,给我国的核数据测量工作带来了极大的机遇[18].本文主要研究了在Back-n 上,利用全新升级版的GTAF-II谱仪建立中子俘获反应截面在线测量技术,并通过分析首次实验的197Au 中子俘获反应截面的测量结果,验证测量装置和测量方法的可靠性.

2 测量原理

中子俘获反应即(n,γ)反应是指靶核吸收中子而产生γ 射线的反应,中子被靶核吸收后形成高激发态的复合核,随即发射瞬发级联γ 射线退激.级联γ 射线的加和能等于激发能(见图1),表达式为

图1 中子俘获反应测量原理Fig.1.Measurement principle of neutron capture reaction.

式中,Eγ是某一条瞬发γ 射线的能量,Eγ,tot是级联γ 射线的加和能,E*是复合核的激发能,Ek为入射中子在质心系中的动能,Sn为(n,γ)反应中生成复合核的中子结合能.

假设探测器对γ 射线的绝对测量效率ε(Eγ)与能量Eγ具有线性关系,线性系数为k,而探测器对中子俘获反应事件的测量效率εcap等于它对所有级联γ 射线测量效率的加和,因此可以推理得到:

模拟计算与实验测量的结果都表明,GTAFII 谱仪对6 MeV 以下的γ 射线探测效率达到95%以上,即k 近似等于1,这意味着对中子俘获反应事件的测量效率接近100%,可以实现中子俘获反应截面的高精度测量.

3 中子俘获反应截面在线测量

3.1 CSNS 反角白光中子源

中子散裂中子源的质子束流能量是1.6 GeV,频率是25 Hz,设计打靶束流功率是100 kW,本次测量实验时的束流功率是50 kW.Back-n[19−22]实验厅的布局如图2 所示,质子进入散裂靶发生散裂反应,沿着质子入射方向的反角引出连续能量的中子束,经过偏转磁铁去掉中子束流中的带电粒子,再经过中子束窗内的镉片(厚度为1 mm),截断热中子及能量更低的中子,避免这些中子在飞行时间上与下一个周期的中子束流发生重叠.之后中子束流穿过中子开关和准直器1#进入实验厅1,再穿过准直器2#进入实验厅2,最后进入废束站,其能量范围是0.3 eV 至几百MeV.GTAF-II 谱仪就放置在实验厅2,待测样品处的中子飞行距离为75.9 m.

图2 CSNS 反角白光中子源布局Fig.2.Arrangement of Back-n at CSNS.

Back-n 通过不同孔径的中子开关和两个准直器的组合,可以在实验厅2 提供φ=30,60 mm两种圆形束斑和90 mm×90 mm 的方形束斑[23](见表1).

表1 不同准直器孔径下实验厅2 中子束斑尺寸的模拟结果Table 1.Simulation result of neutron beam spot size at End-station 2 with different collimator aperture.

GTAF-II 谱仪预留的中子束流出入口最窄位置小于φ55 mm,如果选择φ60 mm 的中子束流会直接打在BaF2探测器上,产生散射中子的本底,因此首次测量实验选择了φ30 mm 的中子束流,同时为了提高中子注量率,增加中子俘获事件发生的概率,使用较大孔径的中子开关,即选择中子开关φ50 mm、准直器1# φ15 mm、准直器2# φ40 mm的组合.此种实验条件下,使用裂变室测量得到实验厅2 的中子束流能谱如图3 所示,中子注量率为2.41×106s–1·cm–2,不确定度 <3%[24].

图3 实验测得的实验厅2 的中子束流能谱Fig.3.Experimental result of neutron energy spectrum at End-station 2.

首次测量实验结束后,使用文献[25,26]的方法,在实验厅2(距散裂靶74.3 m 处)通过中子照相机测量了1 eV—100 keV 能量范围内的中子束斑剖面.如图4 所示,实验测得的峰值强度半高值(FWHM)水平方向的长度为41.6 mm,垂直方向的长度为27.8 mm,峰值强度75%处在水平方向的长度为32.2 mm,垂直方向的长度为17.8 mm,束晕的尺寸为φ49.8 mm.可见在φ25 mm(样品尺寸)的范围内,中子束斑并不平整均匀,存在较为明显的分布,可能影响截面数据的不确定度.

图4 中子束斑剖面及其在水平和垂直方向的分布Fig.4.Neutron beam profile and distribution in horizontal and vertical directions.

3.2 GTAF-II 谱仪

升级后的GTAF-II 谱仪(图5(b))是由40 个探测器单元组成一个厚度为15 cm,内半径为10 cm的BaF2晶体球壳,每个探测器单元对于球壳中心点具有几乎相同的立体角,共覆盖了95.2%的立体角.BaF2晶体分为12 块五棱锥台和28 块六棱锥台两种形状,每块晶体直径为14 cm,高为15 cm,都包裹了2 µm 厚度的Teflon 和1 µm 厚度的铝箔作为反射层,并使用黑胶带固定.晶体底面使用光学硅油与光电倍增管耦合连接,整体封装在铝壳内,组成独立的BaF2探测器单元(图5(a))[27].单个探测器单元的能量分辨率为20%±2% (0.662 MeV),时间分辨率为(677±32) ps,非常适合于飞行时间技术.

图5 (a) BaF2 探测器单元;(b) GTAF-II 谱仪Fig.5.(a) BaF2 detector unit;(b) GTAF-II spectrometer.

测量实验时,脉冲化的中子束流进入探测器球壳,与球壳中心的待测样品发生中子俘获反应,生成处于激发态的复合核.由于探测器球壳几乎覆盖了4π 立体角,因此复合核退激的级联γ 射线会被周围的BaF2探测器单元探测到,从而记录为一个中子俘获事件,再通过中子飞行时间确定发生俘获反应中子的能量.

BaF2探测器单元主要探测到的三种类型的粒子[28]:1) γ 射线,是在线实验测量的有效信号;2) α粒子,由于Ba 和Ra 等同族元素在自然界共生存在,加工BaF2晶体的原料中无法完全去除Ra 元素,因此BaF2晶体存在天然放射性本底,主要是Ra 的衰变链产生的α 粒子,需要剔除;3)电子学噪声,主要来自光电倍增管的暗电流和其它电子学电路,需要剔除.如图6 所示,这三种类型粒子的波形信号存在明显差别.γ 射线既有快成分又有慢成分,快成分信号幅度达到峰值后迅速下降,与慢成分重叠在一起;α 粒子几乎没有快成分,慢成分信号幅度达到峰值后缓慢下降;电子学噪声正好相反,几乎没有慢成分,快成分信号幅度达到峰值后,急剧下降回落到基线位置.因此可以利用不同类型粒子信号波形的差别,采用波形分析的方法进行数据处理,尽可能扣除电子学噪声和α 粒子本底.

图6 BaF2 探测器单元探测到的信号波形Fig.6.Signal waveform detected by BaF2 detector.

3.3 电子学与数据获取系统

测量实验使用了Back-n 提供的公用电子学和数据获取系统,其数据获取系统通过千兆以太网连接公用电子学,实现配置文件下发、运行控制、数据读出、存储、在线分析、波形抽样、日志记录等功能[29,30].如图7 所示,GTAF-II 谱仪的电子学电路由两个PXIe 机箱组成,机箱间通过触发时钟模块(TCM)实现时钟同步、数据交换和控制.40 路探测器信号分别进入信号调理模块(SCM),调理成统一的差分电平后,再接入波形数字化模块(FDM),实现波形数字化,子触发产生等功能.所有子触发汇总到触发时钟模块(TCM)进行触发判选,通过读出电子学将满足触发条件的数字化波形信号传输到数据获取系统.

图7 GTAF-II 谱仪电子学电路图Fig.7.Electronic diagram of GTAF-II spectrometer.

为了提高效应本底比,首次测量实验使用了两重触发判选条件:过阈触发和多重数触发[31].图8展示了过阈触发的原理,选择过阈点之前1 µs 的位置采集基线,采集的基线步长为8 ns,幅度阈值为20 mV,脉宽阈值为8 ns,这意味着如果一个信号的幅度过阈,在之后8 ns 的时间内幅度都没有降低到阈值之下,则此信号满足过阈触发条件,会产生一个过阈子触发.经过实验验证,设置上述的阈值参数,可以保留能量大于100 keV 的γ 射线,并扣除80%以上的电子学噪声.理论上,同一中子俘获反应产生的级联γ 射线,应该同时被多个BaF2探测器单元探测到,因此多重数触发设置为大于1,其原理是:在符合窗时间内,有两个或以上的BaF2探测器单元都探测到过阈触发的信号,就满足多重数触发的判选条件,从而降低级联γ 射线与电子学噪声、偶然符合的概率.如果符合窗时间限定的太窄,不同探测器单元时间性能的差异会造成级联γ 射线的丢失,从而影响真实中子俘获事件的采集;符合窗时间限定的太宽,又会增加本底信号与级联γ 射线偶然符合的概率.根据波形分析的结果,设定符合窗时间为64 ns,具体的触发电路逻辑是:在符合窗(64 ns)时间内,如果有两个或以上的探测器信号产生了过阈子触发,则满足多重数触发条件,此时产生子触发的所有探测器信号会被数据获取系统记录下来.

图8 过阈触发原理示意图Fig.8.Schematic diagram of over threshold trigger.

3.4 197Au 中子俘获反应截面测量

中子俘获反应截面的计算公式为

式中,σn,γ(En)表示俘获反应截面,C(En)和B(En)分别表示待测样品的总计数率和本底计数率,ε 表示探测效率,N 表示样品核子数,Φn(En)表示样品上的中子注量率.

发生俘获反应的入射中子能量En由(4)式得到:

式中:En的单位是MeV;L 表示样品处中子飞行距离75.9 m;Tn的单位是ns,表示发生俘获反应中子的飞行时间.Tn存在如下关系:

式中:Tγn是俘获反应发出的级联γ 射线到达探测器的时间,脉冲化的质子束与散裂靶发生反应后,最快到达BaF2探测器单元的γ 射线是由散裂反应产生,称之为γ-flash;Tγf是γ-flash 到达探测器的时间;L0是γ-flash 从散裂靶到BaF2探测器单元的距离,近似等于样品处的中子飞行距离75.9 m;c 代表光速.

首次测量实验选择了197Au 作为待测样品,因为197Au 的丰度为100%,它的评价库数据是国际公认的标准截面,能够用来验证实验结果.在束流功率为50 kW 的条件下,假定197Au 样品的厚度为0.2 mm,在截面值较小的90—100 keV 能量范围内,累计10 h 中子束流测量时间,估算得到中子俘获反应事件的统计不确定度<1%,说明在keV能区(1 eV—100 keV)内,197Au 样品的中子俘获反应事件的统计不确定度都<1%.根据Geant4(版本9.6 Patch-04)的模拟结果,样品厚度为0.2 mm时,样品的自屏蔽自吸收、中子对样品的活化等效应引入的不确定度<1%,而随着197Au 样品厚度的增加,这些效应会显著增加,影响截面数据的精度.因此,在首次测量实验时,选择197Au 样品的厚度为0.2 mm(具体参数见表2).后续当CSNS 打靶束流功率提升到100 kW 时,根据模拟和估算的结果,将使用0.1—0.12 mm 厚度的197Au 样品开展在线测量实验.

表2 实验样品参数Table 2.The characteristics of experimental samples.

同时还测量了空样品和natC 样品的数据,通过分析空样品的数据可以得到样品无关性本底,由于natC 样品几乎不发生中子俘获反应,分析处理它的数据可以得到样品散射中子产生的本底,natC 样品采用石墨材料,过薄的样品易碎不利于安放,再考虑到增加统计不确定度的影响,选定natC 样品的厚度为1 mm.对于获取系统采集到的所有原始数据,可以使用基线补偿、软件阈值设置、数字化恒比定时、时间窗限定、快慢成分比、脉冲幅度积分增长率等一系列前期研究的波形分析方法进行数据处理,准确提取信号到达探测器的时间信息,并尽可能的扣除本底.

图9(a)展示了波形分析处理后,通过(5)式得到的197Au 样品与本底的飞行时间谱,其中本底是结合空样品和natC 样品的测量数据得到的,因为中子束窗内的镉片能够完全截止0.3 eV 以下能量的中子,所以飞行时间谱中Cd 下能区(<0.3 eV)的计数都是由本底引起的,可以作为扣除本底的归一化标准;图9(b)是波形分析处理后得到的加和能谱的比较,即在符合窗时间内,所有被触发的BaF2探测器单元采集到的信号进行能量相加所得.197Au 加和能的效应谱是由197Au 样品的加和能谱减去空样品和natC 样品结合的本底谱得到的,在6—7 MeV 之间出现峰值,符合197Au 的中子结合能(6.51 MeV).Geant4 模拟的结果表明,在设置BaF2探测器单元的能量分辨率为20%的条件下,中子俘获反应加和能谱的能量范围为2.5—7.8 MeV,加和能量大于7.8 MeV 的计数可能是由本底信号与真实中子俘获事件偶然符合引起的,但小于2.5 MeV 的计数应该与真实中子俘获事件无关.

图9 (a)飞行时间谱的比较;(b)加和能谱的比较Fig.9.(a) Comparison of time-of-flight spectrum;(b) comparison of sum energy spectrum.

晶体多重数是指一次中子俘获事件中,探测到有效信号的BaF2探测器单元的个数.按照多重数触发的原理,原始数据的晶体多重数理论值都大于1,实际上由于误触发的情况,晶体多重数等于1 也存在计数.如图10 所示,经过波形分析处理后,通过去除偶然符合中的本底信号,减少了相应俘获事件的晶体多重数,使得晶体多重数等于1 的计数也有所增加.在后续的数据处理中,晶体多重数等于1 的计数被认为是本底.

图10 晶体多重数的比较Fig.10.Comparison of crystal multiplicity.

根据上述讨论,本文设置加和能大于2.5 MeV、晶体多重数大于1 的阈值,重新反演197Au 样品和本底的飞行时间谱,以Cd 下能区的计数作为扣除本底的归一化标准,得到197Au 样品飞行时间效应谱,通过(4)式把飞行时间转换为入射中子能量,再结合中子束流能谱(图3)和Li-Si 探测器监测到的中子注量,利用(3)式得到197Au 中子俘获反应截面的实验结果.图11 展示了实验结果与ENDF/B-VIII.0 评价数据的比较.

图11 197Au 中子俘获反应截面的实验结果Fig.11.Experimental results of neutron capture cross section of 197Au.

4 实验结果分析与讨论

当入射中子的动能加上结合能恰好等于复合核某个能级的能量时,会产生剧烈的中子俘获反应,在实验中测量到窄而高的共振峰,此能区称为可分辨共振区;随着中子能量的提高,共振峰逐渐变宽且共振间距也逐渐变小,实验上不再能明确区分每个共振峰,这一能区称为不可分辨共振区;当入射中子能量继续提高时,由于能级密度大,宽度大,因此能级彼此重叠,形成连续状态,共振现象消失,中子俘获反应截面变成平滑的曲线,称之为连续区.

如图11 所示,在线测量的实验结果在可分辨共振能区(1—300 eV) 与评价数据的共振峰位置吻合得较好,但截面数值存在一定差距;在不可分辨共振能区(300 eV—5 keV),目前国内外都没有很好的测量方法,本研究的实验结果能够代表截面的平均值;在连续区(5—100 keV),实验结果与评价数据的差值在10%以内且趋势保持一致,可能的影响因素如下:

1) 测量实验为了增加中子注量率,提高效应本底比,选择了不规则的φ30 mm 束斑.之后的中子照相实验表明,中子束斑剖面不存在明显的坪区,强度分布不均匀,给测量结果带入一定的不确定度.下一步的实验将使用标准的φ30 mm 中子束流,样品的尺寸大于φ30 mm,采用“靶包束”的方案,降低束斑形状对实验结果的影响;当束流功率提升到100 kW 时,优化197Au 样品的厚度为0.1—0.12 mm 以提高效应本底比.

2) 本底的来源只考虑通过空样品和natC 样品进行扣除,并没有细致考虑其他来源,例如:被样品散射的中子在周围探测器和支架材料上形成的本底,中子束流内包含的γ 射线,实验室的环境本底、样品的自屏蔽自吸收及活化等,其中样品引起的散射中子本底是影响数据精度的最大因素.之后会设计加工一个球壳形状的中子吸收体[32],放置在待测样品与BaF2探测器之间,用于吸收样品处的散射中子,减少散射中子引起的本底.

3) 测量实验采用了绝对测量的方法,使用Li-Si 探测器监测样品处的中子注量率,其监测结果的不确定度直接影响截面数据的精度;探测效率ε 由蒙特卡罗模拟计算得到,也会带入一定的不确定度.后续实验计划采用相对测量法,以197Au 作为标准样品,利用197Au 的标准截面、实验测量值及待测样品的实验测量值,得到待测样品的中子俘获反应截面.相对测量法使用Li-Si 探测器监测中子注量率的比值作为归一化标准,也可以利用CSNS 提供的高精度质子流强数据的比值代替中子注量率的比值作为归一化标准,通过这两种方法的互相验证能降低中子注量率监测带入的不确定度;同时相对测量法还能降低探测效率ε 对截面数据不确定度的影响.

4) 测量实验的触发电子学只实现了过阈触发和多重数触发这两个触发判选条件,使得在线实验的数据量过于庞大,从而影响了实验数据的传输和存储.根据触发电子学定标器的计数与数据获取系统实际存储计数的比较,有大约25%的事件丢失,没有被数据获取系统记录下来,即死时间达到25%.在可分辨共振区,中子俘获反应发生的概率远远大于连续区,因而数据获取系统丢失事件的比例也高于连续区,但在数据处理的过程中,所有能区都以25%进行死时间修正,这可能是造成可分辨共振区共振峰截面测量值与评价数据差异较大的主要原因.下一步会在触发电子学中增加新的触发判选条件,例如:不同类型粒子的波形鉴别,信号能量的加和阈值,针对每个探测器采用不同的固定基线,对波形信号进行平滑处理等方法,同时还需要升级传输网络和数据获取系统.目的是在保留真实中子俘获事件的基础上,尽可能的降低本底,以减少数据量,降低数据获取系统的死时间,满足数据传输存储的需求.

5 结论

在CSNS 反角白光中子源上,首次利用GTAF-II谱仪开展了197Au 中子俘获反应截面的实验研究,在可分辨共振能区,共振峰位的实验测量结果与评价数据吻合较好,证明了谱仪非常适合使用飞行时间方法测量中子俘获反应截面,实验测量结果的中子能量不确定度≤1%,共振峰截面数值的差异可能是由于数据获取系统死时间过大引起的;在连续区,实验测量结果的数据不确定度<15%,其数值几乎都高于评价数据,差值在10%以内,主要原因是本底扣除不够,测量结果包含了较多的本底计数,从而增加了测量截面数值,这部分未扣除的本底给测量结果引入了10%—12%的不确定度.首次测量实验结果验证了基于Back-n 建立的GTAF-II谱仪和中子俘获反应截面在线测量技术的可靠性,后续实验希望通过上述的改进措施,提高效应本底比,实现中子俘获反应截面的高精度测量,并重点关注测量结果的不确定度,包括统计不确定度、样品不确定度、探测器效率不确定度、中子注量不确定度、中子能量不确定度和标准截面不确定度等,为将来测量不稳定核素、放射性核素、微量样品核素和小截面值核素的中子俘获反应截面打下基础.