ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Усреднённые эффективные сечения из "Некоторые вопросы теории ядра Изд.2 " В этом параграфе мы рассмотрим зависимость от энергии эффективных сечений различных процессов взаимодействия нейтронов с ядрами, предполагая, что энергия нейтрона не превышает 1 — 2 MeV. [c.258] Нас будут в дальнейшем интересовать средние значения эффективных сечений, т. е. сечения, усреднённые по некоторому интервалу энергий, о котором мы будем предполагать, что он содержит большое число уровней составного ядра. Такие усреднённые сечения могут служить для описания ядер-ных процессов в тех случаях, когда нейтроны или другие частицы, взаимодействующие с ядрами, не обладают строго одинаковой энергией, причем интервал размытости энергии велик по сравнению с расстоянием между соседними уровнями составного ядра. [c.259] Усреднённые сечения в области больших энергий возбуждения мы уже ввели в 19, рассматривая статистические свойства ядра. При этом ширины уровней предполагались того же порядка величины, что и расстояния между соседними уровнями. [c.259] В этом параграфе мы рассмотрим случай, когда ширины уровней значительно меньше расстояния между ними, так что статистические соображения, развитые в 19, уже не применимы. Эффективное сечение определяется теперь общей дисперсионной формулой, которую следует усреднить по большому числу уровней. [c.259] Так как эффективные сечения различных процессов (исключая потенциальное рассеяние) имеют резкие максимумы вблизи резонансных уровней, то в интеграле (27.1) главную роль играют значения энергии, лежащие вблизи резонансных уровней. [c.260] Ради простоты мы не пишем над правой частью (27.4) черты, однако следует иметь в виду, что сюда входят средние значения величин X, 2J- - 1, Гпо. и D по всем уровням, лежащим в интервале LE. Эти средние значения являются функциями энергии Е. [c.261] Заметим, что формула (27.4) совпадает с формулой (19.8) для усреднённого сечения в области больших энергий возбуждения. Чтобы убедиться в этом, нужно лишь ввести в (19.8) среднее расстояние между уровнями D [эта величина отличается от входящей в (19.8) величины Dj — среднего расстояния между уровнями с определёнными значениями У]. [c.261] Определим, пользуясь формулой (27.4), усреднённое сечение радиационного захвата о Е). [c.261] Здесь Г = Г -1-Г,1, Г — полная нейтронная ширина (средняя), отвечающая процессам как упругого, так и неупругого рассеяния нейтронов. [c.261] Заметим, что представляет собой вероятность прилипания нейтрона. [c.261] Обозначим через Е энергию, при которой радиационная ширина становится равной нейтронной ширине. Эта энергия по порядку величины равна () яа 10 eV. [c.261] Перейдём теперь к рассмотрению среднего эффективного сечения упругого рассеяния нейтронов. Мы должны при этом учитывать как резонансное, так и потенциальное рассеяние, амплитуды которых складываются. При усреднении по энергии интерференционный член, возникающий от наложения обеих амплитуд, исчезает поэтому среднее сечение упругого рассеяния выражается в виде суммы сечений, соответствующих потенциальному и резонансному рассеянию. [c.263] В области энергий Е ZEq полная ширина практически совпадает с радиационной шириной нейтронная ширина определяется формулой (27.6). Усреднённое сечение резонансного рассеяния в этих условиях не зависит от энергии. Сечение потенциального рассеяния также не зависит от энергии (см. 24) поэтому общее сечение упругого рассеяния в интервале энергии Е С Eq также не зависит от энергии нейтрона. [c.263] Если первое слагаемое меньше второго, то в интервале энергии Eq Е СЕ сечение упругого рассеяния будет обратно пропорционально скорости нейтрона (закон 1/ а для рассеяния). [c.264] Сечение деления ядер нейтронами будет рассмотре.но в 35. [c.264] Вернуться к основной статье