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中子辐射俘获(n, γ)反应截面是核天体物理与核工程领域中的重要基础核数据之一, 在核工程中广泛应用于反应堆中子学计算、屏蔽设计及燃耗分析等关键环节[1], 在核天体物理中决定了恒星环境下慢中子俘获(s过程)核反应网络的演化[2], 铽(Tb)作为稀土区稳定核素, 其(n, γ) 反应截面不仅为核反应堆设计、材料辐照活化分析及核数据库评价等工程计算提供重要输入参数[3], 同时也是稀土质量区s过程丰度计算与反应网络研究的重要核物理输入[4,5]. 反应现有实验数据主要分布在热中子附近[6,7]以及keV至MeV能区[8,9], 在eV至百eV的可分辨共振区, 长期缺乏系统而连续的实验数据. Zhang等[10]基于白光中子源使用C6D6探测器获得了该能区内的截面及共振参数, 填补了低能共振区实验数据的空白. 由于探测体系和数据分析方法的差异, 不同实验结果在共振细节上仍存在一定分散, 有必要在不同实验条件下开展相互独立的测量以提高核数据的可靠性.
全吸收型伽马探测装置通过对中子俘获后级联γ射线的近
$ 4\text{π} $ 立体角整体探测, 在弱共振、小样品量及低统计条件下具有明显优势, 现已成为中子俘获反应实验中的重要探测手段之一[11]. 主要有欧洲CERN n_TOF的TAC (Total Absorption Calorimeter)[12]以及美国LANL LANCE束线上的DANCE (Detector for Advanced Neutron Capture Experiments)[13]装置, 在宽能区俘获截面与共振参数测量中已取得了大量高质量实验结果[14,15].利用中国原子能科学研究院核数据重点实验室研制的全吸收型伽马探测装置(Gamma Total Absorption Facility, GTAF)[16], 在中国散裂中子源(China Spallation Neutron Source, CSNS) Back-n束线条件下基于中子飞行时间方法(time of flight, TOF)对Tb(n, γ)反应截面开展实验测量. 结合SAMMY程序[17]基于R矩阵理论提取共振参数并重构反应截面, 为核数据检验与评价提供新的实验参考.
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CSNS质子束流的能量为1.6 GeV, 运行在时间间隔为410 ns的双束团模式, 轰击钨靶产生形成覆盖热中子至MeV量级的白光脉冲中子束, 重复频率为25 Hz. Back-n[18–20]的布局如图1所示, 样品在位于实验厅2的GTAF装置中心, 距散裂靶的飞行路径长度约为75.9 m, 中子束线中设置了多级中子开关及准直器, 为降低低能中子及束内本底的影响, 中子束线出口处放置了厚度为1 mm的Cd吸收片, 用于吸收能量低于约0.3 eV的中子. 中子飞行时间与中子能量之间的关系可通过TOF方法确定, 表达式为
其中,
$ t_{\mathrm{n}} = T_{{\mathrm{γn}}} - T_{{\mathrm{γf}}} + L_0 / c $ 为中子飞行时间,$ T_{{\mathrm{γn}}} $ 和$ T_{\gamma {\mathrm{f}}} $ 分别表示中子俘获反应产生的级联γ射线以及γ-flash到达探测器的时间, L为中子从散裂靶到样品位置的飞行路径长度,$ L_0 $ 为γ-flash从散裂靶到探测器阵列的飞行距离, c为光速. 通过测量中子飞行时间、反应事件计数以及加速器中子束流强度即可计算中子辐射俘获反应截面[21,22].实验期间, 束流功率约为140 kW. 采用孔径组合为
$ 12\; \mathrm{mm}+15\; \mathrm{mm}+40\; \mathrm{mm} $ , 在样品位置形成直径约为30 mm的中子束斑[23]. 实验中测量了多种样品条件以满足不同分析需求, 包括$ ^{{\mathrm{nat}}}\text{Tb} $ ,$ ^{{\mathrm{nat}}}\text{C} $ 本底样品以及空样品.$ ^{{\mathrm{nat}}}\text{C} $ 样品用于评估散射中子本底, 空样品用于测量与束流无关的本底. 各测量样品的关键参数汇总见表1. -
当靶核俘获中子后形成激发态复合核, 其退激至基态的过程中通常会发射多条级联γ射线. 尽管单条γ射线的能量取决于具体退激路径, 但所有级联γ射线能量之和等于复合核的激发能. 全吸收装置正是利用这一物理特性, 通过对级联γ射线能量的整体加和, 显著降低对单条γ射线退激路径的依赖, 从而提高中子俘获事件与本底事件的区分能力, 实现对
$ (n, \gamma) $ 反应截面的高精度测量.如图2所示, GTAF是由40块BaF2晶体构成的全吸收型伽马探测阵列, 整体覆盖接近
$ 4\text{π} $ 的立体角(约95.2%[24]), 对样品位置形成高度对称的几何接受度. BaF2晶体具有较高的密度和较短的辐射长度, 对γ射线具有良好的吸收效率. 此外, BaF2晶体具有典型的快、慢双发光成分: 快成分光衰减时间为亚纳秒量级, 主要由γ射线激发; 慢成分光衰减时间为630 ns, 使得阵列具有良好的时间分辨. α粒子几乎没有快成分, 基于这一特性, 可通过在不同积分时间窗内对快、慢成分进行脉冲形状甄别(PSD), 有效抑制BaF2晶体内部天然放射性产生的α本底.在数据分析中, 通过同时引入加和能量阈值与晶体多重性条件对俘获事件进行筛选. 真实的中子俘获事件通常伴随多条级联γ射线, 表现为较高的晶体多重性以及接近复合核中子分离能的加和能量; 而环境γ本底、电子学噪声及偶然符合事件通常具有较低的多重性或不完整的能量沉积. 因此, 合理设置加和能量窗口和多重性判选条件, 能够在保证探测效率的同时显著提高俘获事件的信噪比.
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GTAF探测装置的数据获取系统基于XIA数字化电子学与GDDAQ (Gamma detector data acquisition)[25]数据采集框架实现, 该套系统已在多种核物理实验中得到广泛应用[26,27], 具有系统噪声低及配置灵活等优点, 能够同时满足γ射线光谱学测量与TOF分析对高精度数据采集的要求. 探测器信号由三块Pixie-16数字化板卡记录, 采样率为500 MHz, 分辨率为12 bit. 系统采用list-mode模式保存逐事例信息, 并通过梯形滤波算法提取时间和能量参数. 由于高计数率运行条件下不可避免存在系统死时间效应, 要在基于瞬时计数率进行死时间损失修正后, 再对实验数据实施事件判选与本底扣除, 从而为俘获产额提取提供可靠数据输入.
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$ ^{159}\text{Tb} $ (n, γ) 反应实验数据以事件级信息的形式由数据获取系统在线记录, 每个触发事例包含参与触发的BaF2探测器通道、对应的能量沉积信息、用于脉冲形状甄别的积分量以及全局时间戳. 数据处理的目标是在宽能区和高瞬时计数率条件下, 从原始触发事例中提取真实的中子俘获反应信号, 并获得可靠的俘获反应产额谱.在数据处理流程中, 首先对原始触发事件流进行死时间修正, 以补偿电子学导致的计数损失并恢复真实的事件分布; 在修正的基础上施加事件判选条件, 以区分中子俘获事件与各类本底事件; 完成事件筛选后, 再进一步开展本底评估与扣除, 并最终通过中子能谱归一化获得俘获反应产额谱.
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在数据采集过程中, 数字化电子学系统在处理触发信号期间部分真实事例无法被记录产生死时间效应. 该效应直接作用于探测系统记录的原始事件数, 并与瞬时计数率密切相关. 设在给定时间区间内样品测量的瞬时事例计数率为
$ R_{\mathrm{sample}} $ , 电子学系统的等效死时间为τ, 则死时间修正因子可表示为在实际数据处理中, 设置系统死时间为200 ns, 通过对飞行时间谱在固定时间窗内计算瞬时计数率, 获得随中子能量变化的死时间修正因子, 并将其逐能区应用于原始事件计数. 图3给出了159Tb样品在1—1000 eV能区内的死时间修正因子分布. 其中, 横轴为能量, 纵轴为死时间修正因子. 可以看出, 在大多数能区内修正因子接近于1, 表明电子学死时间效应整体较弱; 仅在瞬时计数率较高的能区, 死时间修正不可忽略. 为保证俘获产额提取的准确性, 本文在数据处理中对所有样品施加死时间修正.
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BaF2晶体中微量放射性杂质Ra, 其α衰变在探测器中形成一项重要的内部本底来源. 由于α粒子与γ射线在BaF2晶体中激发的闪烁信号在快、慢成分比例上存在显著差异, 可利用脉冲形状甄别(pulse shape discrimination, PSD)方法对二者进行有效区分.
在数据处理中, 分别定义短门积分
$ Q_{\rm{short}} $ 和长门积分$ Q_{\rm{long}} $ , 并构造PSD判选参数εs/l:其中,
$ Q_{\rm{short}} $ 和$ Q_{\rm{long}} $ 分别表示闪烁信号在短、长积分时间窗内的电荷积分值, 关于PSD的更多信息可参考文献[28]. 通过在PSD参数与事件加和能量构成的二维分布中选取γ事件区域(图4中红色框对应α粒子), 并对该区域内的事件进行扣除, 实现了对晶体内α本底的有效抑制. -
在完成死时间修正之后, 对事例施加事件判选条件以提取真实的中子俘获反应信号. 中子俘获反应形成的复合核通常通过多条级联γ射线退激, 其典型实验特征表现: 同一事例中可能触发多个BaF2晶体, 对应较高的晶体多重性, 且事件加和能量集中分布于接近复合核激发能的MeV能区, 其中
$ ^{160}\text{Tb} $ 的中子分离能为6.375 MeV. 相比之下, 散射中子事件、环境γ本底及电子学噪声多表现为低多重性事例, 且能量沉积偏向低能区或分布较为分散.基于上述物理特征, 处理过程中选取晶体多重性M (参与触发的BaF2晶体数目)和事件加和能量
$ E_{\rm{sum}} $ (单次事例中所有晶体能量沉积之和)作为主要事件判选变量. 如图5(a)所示, 在接近俘获级联γ总能量的MeV区域内, Tb样品计数相对于本底样品显著增强, 而在低能端各谱之间差异较小. 该特征表明不同加和能区对俘获与非俘获事例的区分能力存在明显差异. 随后, 在最强共振峰11.07 eV附近(En = 9—13 eV)分析不同多重性条件下的加和能量谱, 如图5(b)所示, 当$ M>1 $ 时, 低加和能区本底得到明显抑制, 而俘获级联主峰结构保持稳定.综合统计精度与本底抑制效果, 最终选取
$ 3.5\; \mathrm{MeV} \lt E_{\rm{sum}} \lt 7.5\; \mathrm{MeV} $ 且$ M>1 $ 的事件作为有效俘获事例, 用于后续本底扣除与俘获产额提取. -
在完成死时间修正、PSD与事件判选之后, 仍需对多种物理来源的本底成分进行定量评估与扣除, 以获得真实反映
$ ^{159}\text{Tb} $ (n, γ) 反应的俘获计数谱. 实验中涉及的主要本底还包括: 空样品本底、与中子束无关的环境γ本底以及由入射中子散射引起的本底.环境本底主要来源于实验大厅中的天然放射性及与中子束无关的环境γ射线. 在实验条件下, Cd吸收片有效吸收了能量低于约
$ 0.3\; \mathrm{eV} $ 的入射中子, 故选取该能区内的俘获计数作为环境本底的评估区间. 散射中子本底主要来源于入射中子在样品及其周围结构材料中发生散射后, 在探测器或相关材料中再次发生俘获反应所产生的γ射线. 该类本底与样品几何结构、材料分布及入射中子能谱密切相关, 难以仅通过事件判选条件完全抑制. 由于$ ^{{\mathrm{nat}}}\text{C} $ 样品在eV—keV能区的俘获截面远小于散射截面, 其结果主要反映由散射中子及束线结构材料引起的本底贡献. 在数据处理中, 利用Cd+Ag+Co吸收片测量中Ag在特征能区的吸收结构确定散射本底谱的相对归一化系数, 并将其逐能区从各样品的俘获计数谱中扣除, 得到扣除散射中子本底后的净俘获计数谱. 图6给出了$ ^{159}\text{Tb} $ 包括空样品本底、散射中子本底和坪本底等的构成.最后, 为消除入射中子注量随能量变化对谱形的影响, 将净俘获计数谱除以对应的中子能谱, 获得单位中子注量下的俘获反应产额谱. 再以ENDF/B-VIII.0数据库中的全截面作为外部输入将实验俘获产额转换为截面, 图7为0.3 eV—1 keV的实验截面与ENDF/B-VIII.0库俘获截面随中子能量变化的对比结果. 考虑到评价参数本身的不确定度以及自屏蔽、多次散射和分辨函数等实验效应的影响, 仅凭截面层面的直接比较难以对差异来源作出定量判断. 因此将实验俘获产额作为输入, 利用SAMMY程序基于R矩阵理论进行共振区整体拟合, 来更可靠地评估共振参数的差异及其物理意义.
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实验不确定度主要来源于统计涨落、中子注量率以及样品定量误差等因素. 统计不确定度由样品测量计数与对应本底计数的统计涨落决定, 其计算遵循泊松统计规律, 可表示为
其中C为样品总计数,
$ C_{\mathrm{b}} $ 为本底计数,$ C_{\mathrm{n}} = C - C_{\mathrm{b}} $ 为净计数. 在强共振区, 由于俘获计数充足, 统计不确定度较小; 在弱共振或低计数能区则相对增大.根据实验数据评估, 在1—100 eV, 在强共振峰附近的统计相对不确定度一般小于1%; 在弱共振或共振间隙能区, 统计相对不确定度增大, 典型取值约为5%—10%. 中子能谱不确定度主要来源于中子束流监测系统对能谱与通量的测量精度. 在CSNS Back-n实验厅二条件下, 0.3 eV—1 MeV能区内相对通量总不确定度约为1.1%—5.6%[29]. 样品定量不确定度由质量测量精度、几何尺寸误差及核素纯度共同决定. 样品采用高纯度金属
$ ^{{\mathrm{nat}}}\text{Tb} $ 样品, 厚度为0.25 mm, 样品直径为40 mm, 纯度高于99.9%, 质量由精密电子天平测量. 得到样品量相对不确定度约为0.40%.在假设各分量相互独立的条件下, 总不确定度按误差传递公式合成:
各不确定度分量及其典型量级汇总于表2.
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为提取
$ ^{159}\text{Tb} $ (n, γ) 反应在可分辨共振区内的共振参数, 采用SAMMY程序在Reich-Moore R矩阵框架下对实验俘获产额谱进行拟合. 拟合以ENDF/B-VIII.0共振参数作为初始输入, 物理模型中考虑了样品温度引起的多普勒展宽、自屏蔽及多次散射等效应. 得到1—100 eV共振峰能量$ E_{\mathrm{n}} $ 、中子宽度$ \varGamma_{\mathrm{n }}$ 及辐射宽度$ \varGamma_\text {γ} $ , 关于共振参数的详细结果见附录A及表A1. 结果表明, 多数主要共振的能量位置与ENDF/B-VIII.0在统计不确定度范围内基本一致.图8为1—100 eV的实验产额与SAMMY拟合结果对比, 其中在18—
$ 19.5\; \mathrm{eV} $ 能区, 实验产额相对于SAMMY结果出现约$ 10^{-3} $ 的局部正残差. 分析了样品中所有可能出现的杂质, 其中综合截面和含量最高的Dy及Gd的同位素杂质在当前含量条件下的贡献最大仅为$ 10^{-6} $ 量级, 且与$ ^{197}\text{Au} $ 对照数据未出现对应峰状结构, 表明该结构并非束流或杂质效应所致. 该结构有可能源于强共振尾部对分辨函数的敏感性, 亦不排除存在极弱未收录共振峰的可能性. 在28—$ 32\; \mathrm{eV} $ 能区, 残差表现为正负交替起伏, 幅度不超过$ 10^{-4} $ , 未形成稳定峰形, 更符合统计涨落与模型近似误差. 在82—88 eV能区内, 实验数据也呈现一处局域正残差结构, 峰值约为$ 10^{-3} $ . 该能段综合贡献最强的Dy杂质贡献估计为$ 10^{-6} $ 量级, 而$ ^{197}\text{Au} $ 数据的残差上限约为$ 2.5\times 10^{-4} $ , 说明$ ^{159}\text{Tb} $ 在该能区可能存在额外的弱共振, 但该解释仍需结合进一步的系统检验与数据分析加以确认.在完成对实验俘获产额的R矩阵拟合之后, 利用SAMMY在相同实验条件与分辨函数描述下对俘获截面进行了重构计算. 该过程通过将拟合得到的共振参数与实验分辨函数、自屏蔽及多次散射模型统一耦合, 直接由理论产额反演得到对应的截面, 从而避免在实验产额与截面之间引入额外的近似转换. 图9给出了基于SAMMY拟合重构的
$ ^{159}\text{Tb} $ (n, γ) 截面与主流评价数据库结果的比较. 总体来看, 各数据集在主要强共振位置上保持良好一致, 表明本工作在能量刻度、分辨函数描述以及归一化处理方面具有一定可靠性. 在部分能区仍可观察到局部差异, 主要表现为弱共振强度及强共振尾部形状的细微偏离, 这些差异可能反映了评价文件中部分共振参数仍存在改进空间, 同时也说明本工作数据能够为相关数据评价提供新的实验参考. 需要指出的是, 对于1—100 eV可分辨共振区, 逐点截面比值对峰位微小偏移、峰宽差异及分bin方式等较为敏感, 容易产生较大波动. 为更稳定地比较不同评价库与本次结果在共振强度上的符合程度, 本文进一步给出了基于共振俘获因子kernel值的C/E比较, 结果见附录图A1. -
基于TOF方法, 通过死时间修正、脉冲形状甄别、晶体多重性筛选以及加和能量判选等数据处理手段, 对用GTAF装置CSNS Back-n束线上测量的
$ ^{159}\text{Tb} $ (n, γ) 反应截面实现了中子俘获事件的有效筛选与本底抑制. 在可分辨共振区内, 采用SAMMY程序基于R矩阵理论对实验数据进行了拟合分析, 提取了主要共振参数. 拟合结果与ENDF/B-VIII.0等主流核数据评价库进行了比较, 在1—100 eV能区内主共振结构和整体趋势保持一致, 表明评价库在该能区具有较好的可靠性. 同时在局部能区观察到一定差异及可能的弱结构特征, 其可能来源包括探测系统能量分辨率、飞行时间能量转换精度、中子能谱不确定度, 以及本底扣除与事件选取策略等实验因素, 尤其在弱共振或小结构区域, 实验结果对数据处理方法和统计质量较为敏感, 不同实验条件下得到的共振参数可能存在一定分散性. 在排除了样品杂质和束流本身影响的前提下, 这些结构是否对应真实的共振峰仍有待进一步的系统分析与验证.综上所述, 本工作为
$ ^{159}\text{Tb} $ (n, γ) 反应在可分辨共振区提供了新的独立实验参考, 一定程度上弥补了该反应在该能区实验数据相对不足的问题. 约11 eV附近的强共振峰主导了低能区的主要结构, 而50—80 eV能区内若干中等强度共振则对局部结构和积分特征具有重要贡献. 因而, 本工作获得的实验截面及共振参数不仅为$ ^{159}\text{Tb} $ (n, γ) 反应低能区核数据评价提供了新的实验约束, 也为后续共振积分、能谱平均截面及相关反应率等导出量的计算提供了更可靠的基础输入, 进而可为相关核天体物理研究和核工程数据库改进提供参考. 结果也表明, 在向更高能区共振参数的扩展以及与评价库存在差异结构的物理指认等方面, 仍有必要开展进一步的实验与系统参数评价研究. -
对于解析共振区内的每一个共振, 俘获核函数(capture kernel)按照下式由中子宽度与辐射宽度计算得到:
其中g为统计权重因子,
$ \varGamma_{\mathrm{n}} $ 和$ \varGamma_{\mathrm{γ}} $ 分别表示中子宽度与辐射宽度. 在1—100 eV的可分辨共振区内, 采用SAMMY程序基于R矩阵理论对实验俘获产额数据进行了拟合分析, 提取了$ ^{159}\text{Tb} $ (n, γ) 反应的主要共振参数. 考虑到可分辨共振区逐点截面比值对峰位微小偏移和峰宽差异较为敏感, 本文进一步采用俘获核函数K作为补充比较量. 图A1给出了1—100 eV能区内实验结果与各评价库kernel值的C/E比较. 结果表明, 各评价库在多数主共振处总体一致, 其中ENDF/B-VIII.0在多个主共振处更接近于1, 表现出相对较好的符合程度. 因此, 本文进一步选取ENDF/B-VIII.0作为代表性评价库进行逐项比较. 表A1列出了GTAF获得的共振峰能量$ E_{\mathrm{n}} $ 、伽马宽度$ \varGamma_{\mathrm{γ}} $ 、中子宽度$ \varGamma_{\mathrm{n}} $ 以及俘获核函数K, 并与ENDF/B-VIII.0评价库中的对应结果进行了逐条对比, 整体上与ENDF/B-VIII.0评价库保持一致. 在大多数强共振处, 两者在误差范围内符合良好, 未观察到明显的系统性偏移. 部分弱共振或结构较复杂的能区存在一定差异, 这可能与统计精度及拟合相关性有关, 但总体趋势与评价结果一致, 表明本次实验获得的共振参数具有良好的可靠性.
基于白光中子源的159Tb(n, γ)反应截面测量及共振参数分析
Measurement of the 159Tb(n, γ) reaction cross section and resonance parameter analysis based on the white neutron source CSNS back-n
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摘要: 铽(Tb)(n,γ)反应截面是核工程计算与恒星s过程研究中的重要基础核数据, 在反应堆活化分析及稀土区丰度计算中具有重要作用. 该反应的实验研究主要包括基于反应堆或加速器中子源的飞行时间法测量以及活化法测量等, 集中在热中子附近和MeV能区, 在可分辨共振区, 已有实验数据仍较为有限, 对该能区的高精度测量有助于完善相关共振参数的信息. 故利用全吸收型伽马探测装置(Gamma Total Absorption Facility, GTAF), 基于中国散裂中子源(CSNS)反角白光中子(Back-n)束线, 对159Tb(n,γ)反应截面进行了在线测量. 实验采用飞行时间方法确定中子能量, 通过死时间修正、脉冲形状甄别、多重性筛选和加和能量判选、本底扣除等处理后提取了中子俘获产额. 随后使用SAMMY程序通过R矩阵分析提取了1—100 eV的共振参数并重构了该能区的反应截面, 为现有核数据评价提供了新的参考, 同时也为相关核天体物理计算和核工程应用提供了可靠的实验基础.Abstract:
Neutron capture on deformed rare-earth nuclei provides stringent tests of nuclear reaction models and serves as a key benchmark for both nuclear data evaluation and s-process nucleosynthesis studies. As a stable odd-A rare-earth nucleus with a pronounced deformed structure, 159Tb plays an important role in reactor-related calculations, activation analysis, nuclear data evaluation, and s-process nucleosynthesis in the rare-earth mass region. Although previous measurements have been performed at thermal and MeV neutron energies, experimental data in the eV to several hundred eV region remain scarce, and independent constraints on resonance parameters are still limited. To provide independent experimental constraints in this energy region, the 159Tb(n,γ) reaction cross section is measured at the Back-n white neutron beam line of the China Spallation Neutron Source (CSNS) using the Gamma Total Absorption Facility (GTAF). The incident neutron energy is determined by the time-of-flight method over a wide white neutron spectrum. Capture events are identified by applying summed-energy window selection, crystal multiplicity gating, and pulse-shape discrimination to suppress background contributions. Dead-time correction is performed to account for the high instantaneous counting rate of the detection system. Background components are evaluated and subtracted using dedicated measurements with natC and empty samples, leading to the net capture yield spectrum. Based on these procedures, the experimental cross section is obtained over the 1–1000 eV energy range. An R-matrix analysis is performed using the SAMMY code to extract resonance parameters in the resolved resonance region (1–100 eV). The extracted resonance energies and widths accurately reproduce the main resonance structures and are consistent with the ENDF/B-VIII.0 evaluation within uncertainties, with no indication of systematic bias. The comparison with ENDF/B-VIII.0, JEFF-4.0, JENDL-5 and BROND-3.1 shows overall consistency in the major resonance structures and energy dependence, although some local discrepancies remain in weak or complex regions. Several weak structures are observed in the experimental spectrum; although they may suggest resonance-like features, contributions from sample impurities and neutron-beam-related effects and local analysis sensitivity cannot be excluded, and a definitive interpretation requires further study. The present work provides both experimental cross sections in the 1–1000 eV region and independently extracted resonance parameters in the 1–100 eV region, thereby strengthening the experimental basis for resonance-region nuclear data of 159Tb. The present measurement provides independent experimental constraints on neutron capture in a deformed rare-earth nucleus and establishes 159Tb as a rare-earth benchmark for resonance-region nuclear data, contributing to improved reliability of evaluated libraries for nuclear astrophysics and reactor-related applications. -
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图 1 CSNS Back-n反角白光中子束线示意图
Figure 1. Schematic view of the CSNS Back-n white neutron beamline.
图 3 1—1000 eV的159Tb死时间修正因子
Figure 3. Dead-time correction factor as a function of neutron energy.
图 4 BaF2探测器的PSD分布
Figure 4. Two-dimensional PSD distribution showing separation between γ events and α background.
图 5 事件判选变量的分布特征 (a)各样品的加和能量谱; (b)最强共振峰附近不同晶体多重性条件下的加和能量谱
Figure 5. Distributions used for event selection: (a) Summed-energy spectra of different samples; (b) summed-energy spectra under different crystal multiplicity conditions around the strongest resonance.
图 6
$ ^{159}\text{Tb} $ (n, γ) 反应的本底构成Figure 6. Summary of background subtraction for the
$ ^{159}\text{Tb} $ (n, γ) reaction.
图 7
$ ^{159}\text{Tb} $ (n, γ) 实验截面与ENDF/B-VIII.0评价库对比Figure 7. Comparison of the experimental cross section with ENDF/B-VIII.0 in the 0.3–1000 eV region.
图 8 1—100 eV实验产额与SAMMY拟合产额结果对比
Figure 8. Comparison between the experimental yield and the SAMMY fit in the 1–100 eV region.
图 9 1—100 eV反应截面与评价库对比
Figure 9. Reconstructed
$ ^{159}\text{Tb} $ (n, γ) cross section compared with evaluated libraries in the 1–100 eV range.
图 A1 1—100 eV能区内实验结果与不同评价库kernel的C/E比较
Figure A1. C/E comparison of kernels between experiment and evaluated libraries in the 1–100 eV region.
表 1 实验样品与测量条件
Table 1. Summary of samples and measurement conditions.
样品 厚度/mm 直径/mm $ ^{{\mathrm{nat}}}\text{Tb} $ 0.25 mm 40 $ ^{{\mathrm{nat}}}\text{C} $ 1.08 mm 40 空样品 / / 
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表 2 159Tb(n, γ)反应截面测量的不确定度汇总(En < 100 eV)
Table 2. Summary of uncertainties for the 159Tb(n, γ) cross-section measurement (En < 100 eV).
不确定度来源 相对不确定度 统计不确定度 ~0.3%(强共振)—~30%(低计数能区) 中子注量不确定度 <5.6% 样品定量不确定度 0.40% 总不确定度 $ \lesssim $ 6%(强共振区)
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表 A1
$ ^{159} $ Tb(n, γ) 1—100 eV共振参数: ENDF/B-VIII.0与GTAF对比Table A1. Resolved resonances (1–100 eV): resonance parameters from ENDF/B-VIII.0 and GTAF
ENDF/B-VIII.0 GTAF En/eV $ \varGamma_{\mathrm{n}} $ /meV$ \varGamma_{\mathrm{γ}} $ /meVK/meV En/eV $ \varGamma_{\mathrm{n}} $ /meV$ \varGamma_{\mathrm{γ}} $ /meVK/meV 3.339 0.37 89 0.23 3.32±0.07 0.34±0.002 92.01±0.51 0.209±0.0010 4.98 0.08 97 0.03 4.95±0.09 0.09±0.001 103.67±1.40 0.0333±0.0004 11.07 7.84 90 4.51 11.04±0.10 7.87±0.035 89.03±0.416 4.52±0.0189 14.4 0.14 97 0.09 14.35±0.13 0.15±0.002 119.70±2.61 0.0944±0.0015 21.17 1.95 96 0.72 21.12±0.16 2.32±0.022 111.45±1.17 0.852±0.0095 24.55 4.48 102 2.68 24.64±0.18 2.12±0.025 142.39±1.93 1.30±0.0312 27.51 0.82 102 0.51 27.45±0.22 1.03±0.014 183.93±2.89 0.384±0.0067 33.81 4.13 98 1.49 33.73±0.18 3.85±0.039 93.81±1.18 1.39±0.0127 40.72 0.79 101 0.29 40.67±0.27 0.53±0.012 110.19±5.60 0.199±0.0030 43.63 4.72 98 2.81 43.55±0.20 4.38±0.073 116.23±2.83 2.64±0.0443 45.99 10.96 93 6.13 45.89±0.19 9.69±0.134 78.01±1.85 5.39±0.0799 50.06 1.84 97 1.13 49.90±0.27 3.34±0.048 188.53±4.30 2.05±0.0116 51.55 1.40 96 0.52 51.45±0.22 1.36±0.029 113.83±5.04 0.502±0.0105 53.98 0.50 78 0.31 53.89±0.24 0.38±0.009 109.72±5.12 0.238±0.0043 57.34 2.07 99 0.77 57.27±0.33 1.37±0.035 303.23±11.6 0.514±0.0087 58.63 1.57 96 0.96 58.54±0.23 1.34±0.025 84.41±3.78 0.765±0.0120 65.08 9.12 93 5.20 64.96±0.29 9.78±0.158 151.12±2.65 5.74±0.101 66.48 3.60 98 1.30 66.33±0.23 0.38±0.040 147.58±7.80 0.589±0.0069 73.66 14.4 94 7.80 73.58±0.28 13.7±0.222 137.17±2.88 7.76±0.130 76.3 9.87 93 3.35 76.36±0.37 2.45±0.0781 151.66±11.1 0.904±0.0351 77.75 6.24 95 3.66 77.73±0.31 4.83±0.108 163.52±5.02 2.94±0.0498 78.6 2.93 85 1.06 78.71±0.20 0.74±0.0297 86.02±7.81 0.276±0.0150 88.24 3.20 83 1.93 88.13±0.39 2.84±0.0742 212.49±7.28 1.75±0.0367 90.8 10.53 106 3.59 90.14±0.28 15.2±0.272 102.46±2.96 4.97±0.124 95.31 0.54 97 0.34 95.28±0.23 0.86±0.0361 179.47±12.0 0.535±0.0355 97 37.33 97 10.11 96.94±0.25 26.7±0.533 76.15±2.24 7.41±0.101 99.23 0.35 97 0.22 99.07±0.23 0.02±0.001 121.06±10.7 0.0123±0.00002
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