1 Ядерные реакции - davaiknam.ru o_O
Главная
Поиск по ключевым словам:
страница 1
Похожие работы
Название работы Кол-во страниц Размер
«Ядерные реакции в атмосфере Солнца» по специальности 6D060500-Ядерная... 1 17.98kb.
Отчет лаборатории мезонной физики за 2 квартал 2013 года по теме... 1 152.54kb.
Отчет лаборатории мезонной физики за 1 квартал 2013 года по теме... 1 118.93kb.
«Энергия связи атомных ядер. Ядерные реакции» 1 55.16kb.
5 Светосильная спектрометрия электронов, ядерные реакции при низких... 1 171.38kb.
Самостоятельная работа по теме «Цепные ядерные реакции» 1 38.31kb.
Ядерные реакции 2 496.32kb.
Строение ядра. Ядерные реакции 1 48.36kb.
Низкоэнергетическая трансмутация и ядерные реакции. Трансатомы и... 1 148.14kb.
Ядерные реакции. Ядерная энергетика 1 365.21kb.
Методическая разработка урока «Типы химических реакций» Белорусова... 1 68.46kb.
Председатель Учебно-методического 1 103.88kb.
Направления изучения представлений о справедливости 1 202.17kb.

1 Ядерные реакции - страница №1/1


1. ФИЗИКА АТОМНОГО ЯДРА 1.7. Ядерные реакции



1.7. Ядерные реакции
1.7.1. Классификация ядерных реакций. Законы сохранения в ядерных реакциях. Энергетическая схема ядерных реакций. Порог ядерной реакции. Сечение и выход ядерной реакции. Ядерные реакции под действием заряженных частиц. Ядерные реакции под действием γ–квантов (фотоядерные реакции). Прямые ядерные реакции.
Ядерная реакция – процесс взаимодействия ядра и налетающей частицы, приводящий к преобразованию нового ядра и вылету из него других частиц. Это основной метод изучения структуры ядра, получения новых изотопов и элементов. В лабораторных условиях ядерные реакции осуществляются при бомбардировке ядер-мишеней частицами-снарядами, когда происходит их сближение на расстояние радиуса сильного взаимодействия (1 ферми = 10-13 см). При больших расстояниях взаимодействие заряженных частиц с ядрами чисто кулоновское.

Запись уравнения ядерной реакции аналогична применяемой в химии. В левой части вступающие в реакцию частицы и ядра, в правой – продукты реакции. Частицы обозначаются маленькими буквами, ядра-нуклиды большими буквами:



, (1.50)

где a – налетающая частица, A – ядро-мишень, B – ядро дочернее, b – вылетающая частица. Сокращенная запись этой реакции A(a, b)B или (a, b). Входной канал ядерной реакции – сталкивающиеся ядра и частицы A+a. Выходной канал – ядра и частицы B+b, рождающиеся после взаимодействия. Выходных каналов может быть не один, а множество, каждый с различной вероятностью. Между входным каналом и выходным ставится стрелка или знак равенства.

Предметом исследования ядерных реакций считаются: идентификация (отождествление) выходных каналов; вероятность протекания реакции по данному каналу; определение внутренних состояний частиц (энергия возбуждения, спин, четность, изотопический спин).

Результатом взаимодействия налетающих частиц с ядрами мишени являются:

1. Упругое рассеяние A (a, a) A. Налетающая частица изменяет траекторию своего движения и импульс; состав ядра, внутренняя энергия ядра и частиц не меняются.

2. Неупругое рассеяние A (a, ) A*. Налетающая частица попадает в ядро, и из него вылетает такая же частица, неразличимая с первоначальной в силу принципа тождественности микрочастиц. Состав ядра не меняется. Часть кинетической энергии налетающей частицы тратится на возбуждение ядра A* (* обозначает возбужденное ядро, штрих обозначает неупруго рассеянную частицу).

3. Собственно ядерная реакция A (a, b) B, когда меняются внутренние свойства и состав ядер и происходит превращение частиц.
Классификация ядерных реакций

Ядерные реакции классифицируются

1. По природе налетающих частиц (нейтронов, протонов, α-частиц. γ-квантов, электронов, тяжелых ионов).

2. По природе превращений (кулоновское возбуждение ядра, деление ядра, синтез ядра).

3. По массе ядер (легкие ядра А< 50, средние ядра 50< А < 100, тяжелые ядра А >100)

4. По энергии налетающих частиц (малые энергии Та< 1 кэВ, средние энергии Та< 1МэВ, большие энергии Та< 100 МэВ, высокие энергии Та> 100 МэВ).

5. По механизму ядерных реакций (через образование составного ядра, прямые ядерные реакции, цепные ядерные реакции).
Законы сохранения для ядерных реакций

Ядерная реакция возможна, если она не запрещена всей совокупностью законов сохранения.

Закон сохранения электрического заряда: суммарный электрический заряд частиц, вступающих в реакцию, равен суммарному электрическому заряду продуктов реакции

или , (1.51)

где QA, QВ – заряды ядер A и В, qa, qb заряд частиц a и b.

Закон сохранения числа нуклонов (массового числа А) выполняется в ядерных реакциях без образования античастиц.

Пример. Для реакции , закон сохранения числа нуклонов 2+3=4+1 (верхние индексы нуклидов), закон сохранения электрического заряда 1+1=2+0 (нижние индексы нуклидов).

Закон сохранения момента импульса: суммарный момент импульса входного канала ядерной реакции равен суммарному моменту импульса выходного канала. Для реакции с образованием составного ядра

,

, (1.52)

где ia, ib – спины частиц a и b; IA, IB, IO - спины ядeр A,B,O; LAa, LBb – орбитальные моменты импульса пары Aa и Вb, частица+ядро, характеризующие их относительное движение.

Закон сохранения четности: четность входного канала равна четности выходного канала. Для реакции , поскольку четность мультипликативная величина, получаем

, (1.52)

где ПА, ПВ – внутренние четности ядра А и В.

Закон сохранения четности не выполняется в слабых взаимодействиях.

Закон сохранения изотопического спина: изотопический спин входного канала равен изотопическому спину выходного канала.



. (1.53)

В сильных взаимодействиях сохраняется третья проекция изотопического спина



. (1.54)

Закон сохранения импульса: релятивистский импульс входного канала равен релятивистскому импульсу выходного канала:



. (1.55)

Закон сохранения энергии для реакции : полная релятивистская энергия входного канала равна полной релятивистской энергии выходного канала



, (1.56)

где – энергия покоя входного канала, – кинетическая энергия входного канала, (обычно ТА = 0), – энергия покоя выходного канала, – кинетическая энергия выходного канала.



Энергией ядерной реакции называется разность энергий покоя входного и выходного канала или (обратите внимание!) разность кинетических энергий выходного канала и входного канала

. (1.57)

Если Q>0, E01>E02, T1<T2, то ядерная реакция экзоэнергетическая, происходит с выделением энергии, кинетическая энергия налетающей частицы может быть любая.

Если Q<0, E01<E02, T1>T2, то ядерная реакция эндоэнергетическая, идет с поглощением энергии. Реакция происходит только при кинетической энергии налетающей частицы выше порогового значения.

Если Q=0, E01=E02, T1=T2, то это реакция упругого рассеяния.


Энергетическая схема ядерной реакции

Расмотрим ядерную реакцию, проходящую с образованием составного ядра. Как показал Н. Бор, ядерная реакция идет в два этапа:

Из частицы а и ядра А, образуется составное ядро (компаунд-ядро) О, существующее ≈ 10-14 сек.

·

Затем промежуточное ядро распадается на продукты реакции по схеме



,

при этом ядро О «забывает» о своем происхождении.

Закон сохранения импульса , в лабораторной системе координат ядро А покоится.

Закон сохранения энергии



. (1.58)

Полагая и считая , из (1.58) получаем



. (1.59)

Энергетическая схема эндоэнергетической реакции с образованием составного ядра О может быть представлена в следующем виде см. рис.1.11.

Из рис 1.10. видно, что энергия реакции меньше нуля

<0.

Ядерная реакция еще возможна, когда Т2 =0, тогда



Откуда следует



, (1.60)

где – минимальная кинетическая энергия, которой должна обладать частица а в лабораторной системе координат, чтобы эндоэнергетическая реакция произошла. Она называется пороговой кинетической энергией.

Энергетическая схема экзоэнергетической ядерной реакции показана на рис. 1.12. Из рис.1.12. видно, что энергия реакции больше нуля и энергетического порога нет:



>0.

Рис.1.11. Энергетическая схема эндоэнергетической реакции. Широкой вертикальной стрелкой показан энергетический порог.

Здесь – энергия покоя возбужденного ядра О*,



– энергия покоя ядра О в основном состоянии,

– энергия возбуждения промежуточного ядра О,

– энергия возбуждения в системе центра масс (ядро О),

– энергия связи частицы а в ядре О,

– энергия связи частицы b в ядре О,

– кинетическая энергия частицы а в системе центра масс (ядро О),

– кинетическая энергия частицы b в системе центра масс (ядро О).


Рис. 1.12. Энергетическая схема экзоэнергетической реакции. Энергия реакции положительна. Порога нет.
Сечение и выход ядерной реакции

Сечение (эффективное сечение) – величина эффективной площади, характеризующая вероятность перехода системы двух сталкивающихся частиц, в результате их взаимодействия, в определенное конечное состояние. Сечение равно отношению числа dN таких переходов в единицу времени к плотности nv потока частиц, падающих на мишень.

, (1.61)

где n ( част/см3) – плотность частиц, v (см/сек) – скорость частиц.

Сечение имеет размерность площади 1барн = 10-24 см2 =100 Фм2.

Упругое (неупругое) рассеяние характеризуется дифференциальным сечением рассеяния , равным отношению числа упруго (неупруго) рассеянных частиц в единицу телесного угла, к потоку падающих частиц. Полное сечение рассеяния σ, это интеграл от дифференциального сечения рассеяния, взятый по полному телесному углу.

В случае упругого рассеяния классической частицы на абсолютно твердом шарике с радиусом R0 дифференциальное сечение рассеяния

dσ/dΩ = R02/4, полное сечение рассеяния σ = πR02.

В случае рассеяния квантовой частицы полное сечение σ = 4πR02 (при длине волны де Бройля ) и ( при обратном неравенстве ).


Сечение ядерной реакции

Разделение ядерной реакции на два этапа – образование промежуточного ядра и его распад – позволяют считать полное сечение реакции в виде



, (1.62)

где эффективное сечение образования промежуточного ядра О



, (1.63)

l =0, 1, 2, 3. – момент импульса налетающей частицы, Dl – вероятность прохождения через потенциальный барьер налетающей частицы, ηl – вероятность прилипания этой частицы к ядру мишени, которая определяется ядерным взаимодействием.

Вероятность распада промежуточного ядра с испусканием частицы по данному каналу

, (1.64)

где Гb парциальная ширина данного канала с образованием частицы b,

Г = Гb + Гc + Гd +…– полная ширина всех выходных каналов с образованием частиц (b,c,d,…).

Гτ = ħ – соотношение неопределенностей для энергии и времени, τ – время жизни частицы на данном уровне энергии.

В общем случае, сечение σ ядерной реакции зависит от энергии налетающей частицы, типа ядерной реакции, углов вылета частиц и ориентации спинов частиц-продуктов реакции. Величина σ содержится в интервале 10-3 ÷ 10+3 барн.

Если радиус ядра R больше, чем дебройлевская длина волны налетающей частицы (R>>=ħ/p), то максимальное сечение ядерной реакции определяется геометрическим сечением ядра σmax = π R2.

В области малых энергий >>R сечение определяется длиной волны де Бройля σmax ≈ π2.

В промежуточной области ~ R сечение σmax = π (R+)2.


Выход ядерной реакции

Выход ядерной реакции это отношение числа v актов ядерной реакции к числу N0 частиц, упавших на 1 см2 мишени. Для тонкой мишени

, (1.65)

n – концентрация ядер в мишени. σ – сечение реакции.

Для медленных заряженных частиц W~10-3÷10-6, для нейтронов и пи-мезонов W.

Число ядерных взаимодействий dv, происходящих в тонком слое dx на расстоянии х от поверхности

.

Полное число ядерных взаимодействий в толстом слое вещества



, (1.66)

где R – пробег частицы в веществе.

Выход ядерной реакции связан с сечением реакции σ и удельными ионизационными потерями

. (1.67)
Ядерные реакции под действием заряженных частиц

Взаимодействие заряженных частиц с положительно заряженным ядром является электромагнитным. Мы не будем рассматривать взаимодействие электронов с ядром, отметим только, что в этом случае нет кулоновского барьера. Для налетающих протонов и альфа-частиц препятствием для ядерной реакции служит кулоновский барьер ядра. Когда кинетическая энергия налетающей α-частицы меньше высоты барьера, существует вероятность проникновения α-частицы в ядро за счет туннельного эффекта. Если орбитальное число , тогда возникает дополнительный центробежный барьер. Формулы для потенциального барьера, центробежного барьера, коэффициент прозрачности для потенциального барьера приведены при рассмотрении α-распада.

Заряженные частицы с энергией около 10 МэВ при движении в веществе теряют свою энергию на ионизацию атомов среды, т.е на взаимодействие с электронами, и только одна частица из тысячи взаимодействует с ядром вызывая ядерную реакцию. Это происходит по тому, что суммарное сечение ионизации примерно в 103 раз больше сечения ядерного взаимодействия

(). Электроны как бы «прикрывают» ядра от налетающих заряженных частиц.

Реакции под действием α-частиц:

В реакции  был открыт протон (1919 г Э. Резерфорд).

В реакции  Чедвик открыл нейтрон в 1932г.

Реакции под действием протонов:

Реакции типа (p, α) протон делит ядро лития пополам

.

Реакции типа (p, n) всегда эндоэнергетические



.

Реакции типа (p, p) упругого и неупругого рассеяния протонов на ядре.

Реакции типа (p, γ)

.

Реакции типа (p, d) встречаются редко, т.к. для образования дейтрона нужна энергия 2,22 Мэв



.
Ядерные реакции под действием γ–квантов (фотоядерные реакции)

Фотоядерные реакции – ядерные реакции, происходящие под действием γ-квантов при участии электромагнитного взаимодействия. К ним относятся ядерный фотоэффект, прямое вырывание протонов γ-квантами, гигантские резонансы.

Ядерный фотоэффект – это процесс поглощения ядром γ-кванта и вылета из ядра нуклонов или α-частиц. Условие осуществления ядерного фотоэффекта: энергия γ-кванта больше энергии связи вылетающей частицы. Впервые Чедвик и Гольхабер наблюдали фоторасщепление дейтрона в 1934 г. в реакции  при условии

.

Прямое вырывание протонов γ–квантами важно для реакций на тяжелых ядрах, когда велик барьер, препятствующий вылету малоэнергетических протонов испарения. Энергия γ-кванта поглощается одним из протонов и не распределяется между остальными нуклонами.



Гигантский резонанс Е1 возбуждается при взаимодействии γ–квантов с энергией 10÷25 МэB с ядром, когда длина волны γ–кванта много больше размеров ядра. В этом случае полное сечение поглощения γ–квантов различными ядрами в зависимости от энергии Еγ имеет максимум. В реакции  , Еγрез = 22,4 МэB , ширина резонанса Г = 2,8 МэB. Основным механизмом является поглощение γ–кванта одним нуклоном, приводящим к возбуждению собственных дипольных колебаний всех протонов относительно всех нейтронов ядра. Процесс дипольных колебаний завершается в основном вылетом нуклонов.
Прямые ядерные реакции

Прямые ядерные реакции – процессы, в которых частица-снаряд передает свою энергию и импульс одному ядерному нуклону или небольшой группе нуклонов. Прямые ядерные реакции отличаются от реакций, идущих через образование составного ядра. Распределение частиц по энергиям не максвелловское. Число частиц с большими энергиями велико. Угловое распределение продуктов реакции в системе центра инерции, в основном, в направлении налетающих частиц. Имеют место реакции выбивания сложных частиц из ядер.

Прямые ядерные реакции вызываются любыми частицами во всем диапазоне от 1 МэB до нескольких ГэB. Реакции происходят на периферии ядра, где плотность нуклонов меньше, чем в центре ядра и вероятность нуклонам покинуть ядро значительна. Толщина периферийного слоя ~ 1 Фм, радиус тяжелых ядер ~ 10 Фм. Относительная вероятность прямых ядерных реакций ~10%.

В реакции дейтронного срыва налетающий дейтрон виртуально распадается на нейтрон и протон. Нейтрон захватывается ядром мишени, а протон летит дальше один. Пример: .

В реакции подхвата налетающий протон касается ядра и вырывает из него нейтрон, образуя дейтрон, который движется по направлению пучка протонов.


1.7.2. Свойства нейтрона, классификация нейтронов. Ядерные реакции под действием нейтронов. Формулы Брейта-Вигнера для сечения радиационного захвата нейтрона и упругого рассеяния нейтрона. Закон «1/v».

Нейтрон (лат. neuter – ни тот, ни другой) – элементарная частица с нулевым электрическим зарядом и массой немного больше массы протона. Масса нейтрона mn=939,5731(27) МэB/с2 = 1,008664967 а.е.м. = 1,675 10-27 кг. Электрический заряд = 0. Спин = 1/2, нейтрон подчиняется статистике Ферми. Внутренняя четность положительна. Изотопический спин Т=1/2. Третья проекция изоспина Т3 = –1/2. Магнитный момент = –1,9130. Энергия покоя Е0 = mnc2 = 939,5 МэB. Свободный нейтрон распадается с периодом полураспада Т1/2 = 11 мин по каналу за счет слабого взаимодействия. В связанном состоянии (в ядре) нейтрон живет вечно. “Исключительное положение нейтрона в ядерной физике подобно положению электрона в электронике”. Благодаря отсутствию электрического заряда нейтрон любой энергии легко проникает в ядро и вызывает разнообразные ядерные превращения.

Примерная классификация нейтронов по энергиям приведена в табл.1.3

Реакции под действием нейтронов многочисленны: (n,γ), (n,p), (n,n), (n,α), (n,2n), (n,f).

Реакции радиационного захвата (n,γ) нейтрона с последующим испусканием γ–кванта идут на медленных нейтронах с энергией от 0÷500 кэB.

Пример:  МэB.

Упругое рассеяние нейтронов (n, n) широко используется для регистрации быстрых нейтронов методом ядер отдачи в трековых методах и для замедления нейтронов.


Классификация нейтронов по энергиям Таблица 1.3




Название

Область

энергии


(эB)

Средняя

энергия


Е (эB)

Скорость

см/сек


Длина

волны


λ (см)

Темпера-тура

Т (oК)

1

ультрахолодные

<3 10–7

10-7

5·10 2

5·10-6

10-3

2

холодные

5 10-3÷10-7

10-3

4,37·104

9,04·10-8

11,6

3

тепловые

5 10-3÷0,5

0,0252

2,198·105

1,8·10-8

293

4

резонансные

0,5÷50

1,0

1,38·106

2,86·10-9

1,16·104

5

медленные

50÷500

100

1,38·107

2,86·10-10

1,16·106

6

промежуточные

500÷105

104

1,38·108

2,86·10-11

1,16·108

7

быстрые

105÷107

106

1,38·109

2,86·10-12

1,16·1010

8

Высокоэнергет.

107÷109

108

1,28·1010

2,79·10-13

1,16·1012

9

релятивистские

>109=1 ГэB

1010

2,99·1010

1,14·10-14

1,16·1014

При неупругом рассеянии нейтронов (n,n) происходит захват нейтрона с образованием составного ядра, которое распадается, выбрасывая нейтрон с энергией, меньшей, чем имел первоначальный нейтрон. Неупругое рассеяние нейтронов возможно, если энергия нейтрона в раз превышает энергию первого возбужденного состояния ядра мишени. Неупругое рассеяние – пороговый процесс.

Нейтронная реакция с образованием протонов (n,p) происходит под действием быстрых нейтронов с энергиями 0,5÷10 MэB. Наиболее важными являются реакции получения изотопа трития из гелия

с сечением σтепл = 5400 барн,

и регистрация нейтронов методом фотоэмульсий:



с сечением σтепл = 1,75 барн.

Нейтронные реакции (n,α) с образованием α-частиц эффективно протекают на нейтронах с энергией 0,5÷10 МэВ. Иногда реакции идут на тепловых нейтронах: реакция выработки трития в термоядерных устройствах:



с сечением σтепл = 945 барн,

реакция косвенной регистрации тепловых нейтронов по α-частицам:



с сечением σтепл = 3480 барн.

Нейтронные реакции (n,2n) с образованием двух нейтронов возможны, если энергия нейтрона на несколько МэB превышает порог реакции (n,2n). Например, на быстрых нейтронах с энергией > 10 МэB возможна реакция



Нейтронные реакции деления (n,f) ядер тория, урана, плутония будут рассмотрены отдельно.


Формулы Брейта-Вигнера

Ядерные реакции под действием нейтрона протекают в два этапа

(Н. Бор 1936 г.):

1. Образование составного ядра О* в квазистационарном состоянии с энергией возбуждения



 , (1.68)

где εn – энергия связи нейтрона в ядре О* , – кинетическая энергия нейтрона в системе центра инерции (ядро О*).

Входной канал реакции .

2. Распад промежуточного ядра после длительного времени жизни τ ~ 10-14 сек происходит по каналу радиационного захвата нейтрона (n,γ) или по каналу неупругого рассеяния . Другие каналы для простоты здесь мы рассматривать не будем. Вероятность распада составного ядра



(1.69)

полная ширина уровня составного ядра, нейтронная ширина уровня, радиационная ширина уровня,

парциальная вероятность распада по нейтронному каналу,  – относительная вероятность распада по нейтронному каналу,  – полная относительная вероятность распада составного ядра.

Спектр уровней энергии составного ядра остается дискретным, если энергия возбуждения ядра немного превышает энергию присоединения нейтрона W>≈ 8 МэB. В этом случае расстояние между уровнями составного ядра Δ ~1 эB >> Г ≈ 0,1 эB больше ширины уровней этого ядра, т.е. уровни не перекрываются.

Если энергия налетающего нейтрона в системе центра инерции близка к энергии одного из уровней составного ядра, то вероятность образования составного ядра становится особенно большой. Сечение ядерной реакции резко возрастает, образуя резонансный максимум. Резонансные энергии соответствуют квазидискретным уровням составной системы.

Вероятность p нахождения составного ядра с энергией W около квазистационарного уровня W0 определяется дисперсионным соотношением, (математической функцией «лоренцианом»)



. (1.70)

Поскольку кинетическая энергия нейтрона связана с энергией возбуждения составного ядра формулой (1.68), можно заменить

(W-W0)2 = (T-T0)2.

Cечение реакции под действием нейтрона равно сечению σ* образования составного ядра, умноженному на относительную вероятность η распада ядра по данному каналу.



Сечение радиационного захвата:

(1.71)

Сечение неупругого рассеяния:

. (1.72)

Сечение σ* образования составного ядра равно геометрическому сечению Sl, умноженному на коэффициент прилипания ξ l

. (1.73)

Геометрическое сечение Sl равно доле всех частиц с орбитальным моментом l, летящих на ядро. Это площадь кольца со средним радиусом ρl с центром в ядре. Расстояние, на котором нейтрон пролетает около ядра , где – длина волны де Бройля. Тогда сечение

. (1.74)

Если энергия налетающих нейтронов меньше 10 кэB , то длина волны велика по сравнению с размерами ядра (>> R), lmax = 0, Sl = S0 = π2.

Полагая коэффициент прилипания пропорциональным p(W), а также нейтронной ширине уровня, получаем ξ0 ~ p(W) Гn. Учет спинов, сталкивающегося нейтрона s, ядра мишени I и составного ядра J приводит к появлению дополнительного множителя порядка единицы

(1.75)

в сечениях реакций, и, следовательно,



. (1.76)

Подставляя (1.73 – 1.76) в (1.71) и (1.72), окончательно получаем формулы Брейта-Вигнера для сечения радиационного захвата нейтрона


, (1.77)

и для сечения неупругого резонансного рассеяния нейтрона



. (1.78)

Здесь g – спиновой множитель, T – кинетическая энергия нейтрона, T0 – энергия нейтрона, при которой наступает резонанс, т.е. кинетическая энергия нейтрона, соответствующая энергии W0 изолированного уровня составного ядра О*.

В формулах (1.77, 1.78) первый сомножитель – спиновой, второй сомножитель – геометрическое сечение, третий сомножитель – резонансный.

Формула (1.78) справедлива также для сечения резонансного упругого рассеяния нейтронов σ(n,n) на ядре. Для медленных нейтронов процесс радиационного захвата нейтрона преобладает над упругим резонансным рассеянием.

Следствие 1. Из формулы (1.77) следует, что вдали от резонанса T<<T0 сечение радиационного захвата растет с уменьшением скорости нейтрона («закон 1/v»)

σ(n,γ)~1/v. (1.79)

Действительно, пусть T<<T0, g~1,

тогда TT0 <<1, ~1/(mv)2, Г=Гn+Гγ Гγ, Гn~ 1/~v

σ(n,γ) ~ ~ .

Следствие 2. Без учета спинового множителя, при Т=Т0 и Г Гγ, максимальное сечение

σ0(n,γ)= σ (Т0)= . (1.80)

Подставляя его в (1.77), получаем



. (1.81)

Рис.1.13. Сечение поглощения для плутония-239 в зависимости от энергии нейтрона Е, эB


В интервале низких энергий (10–2 – 10–1 эB) сечение пропорционально скорости («закон 1/v» ). В двойном логарифмическом масштабе сечение поглощения линейно меняется с изменением энергии нейтронов.

При значении 3 эB появляется первый отдельный резонанс и последовательность резонансных пиков соответствующих дискретным уровням составного ядра.




Счастливые часов не наблюдают, а после жалуются, что счастье длилось так коротко. Хенрик Ягодзиньский
ещё >>