Нейтрон время испускания

Механизм образования и время испускания нейтронов деления [c.391]

Третий опыт из этой серии был поставлен в 1949 г. Он позволил сравнить относительные количества нейтронов деления, испускаемых легкими и тяжелыми осколками, а также оценить время испускания вторичных нейтронов. [c.392]

Частица, распадающаяся за время, соизмеримое с с, вряд ли заслуживает названия частица . Такой промежуток времени потребовался бы для разделения разлетающихся частиц и в том случае, если бы они вовсе не были перед этим связаны в одной частице. Указанный промежуток времени (lO- ) составляет естественный эталон, по сравнению с которым распады можно в известном смысле подразделять на быстрые и медленные. Из приведенной выше таблицы видно, что все указанные там распады (за исключением распадов я°-мезонов и Е°-барионов, сводящихся просто к испусканию фотона) в высшей степени медленны по сравнению с с, причем средние времена жизни находятся в пределах от 17 мин (для нейтрона) до 10 с (для Л- или S -барионов). Обычно, чем выше кинетическая энергия, имеющаяся для образования продуктов распада, тем быстрее распад. По сравнению с промежутком времени, достаточным для лабораторных измерений, даже долгоживущие частицы со средним временем жизни порядка 10 ° с существуют так недолго, что проблема изучения свойств этих нестабильных элементарных частиц требует специальных методов, аппаратуры и большой изобретательности. [c.438]

В настоящее время известно много процессов, происходящих самопроизвольно, спонтанно. Эти процессы называются радиоактивными, так как они протекают по законам радиоактивного распада. К числу радиоактивных процессов относятся а-распад, р-распад (включая 7(-зах ват), у-излучение, спонтанное деление тяжелых ядер, а также испускание запаздывающих нейтронов и протонов. [c.101]

Два последних вида радиоактивных превращений относятся к каскадному двуступенчатому типу, так как испускание запаздывающих нейтронов (или протонов) происходит после предварительного испускания ядром электрона (или позитрона). В связи с этим испускание нейтрона (протона) запаздывает на время, характеризующее предшествующий р-распад (хотя сам процесс испускания нуклона образовавшимся после р-распада возбужденным ядром происходит практически мгновенно). [c.101]

В одном из опытов по регистрации вторичных нейтронов, образующихся при делении урана нейтронами из d + d)-реакции, было замечено, что испускание вторичных нейтронов продолжается еще некоторое время после момента выключения ускорительной трубки, в которой получались дейтоны. Исследование этого явления показало, что около 1 % вторичных нейтронов испускаются не в момент деления, а спустя некоторое время [c.379]

После нескольких десятков соударений нейтроны деления замедляются до тепловой энергии и захватываются кадмием, растворенным в виде соли в сцинтилляторе. В процессе захвата нейтронов происходит (п, y) -реакция, сопровождающаяся испусканием у-квантов, которые также создают импульсы (2) в сцинтилляторе. Эти импульсы сдвинуты относительно первого импульса вдоль развертки осциллографа на время замедления нейтронов. Число импульсов соответствует числу испущенных нейтронов деления. [c.403]

В настоящее время пока еще не известен способ получения мощных потоков нейтрино, однако в пятидесятые годы в связи с развитием реакторостроения в распоряжении физиков появились мощные источники антинейтрино. Известно, что осколки деления тяжелых ядер перегружены нейтронами, и следовательно, испытывают р -распад, который сопровождается испусканием антинейтрино. На каждый акт деления испускается 5—6 антинейтрино, так как образующиеся после р -распада осколков новые ядра также оказываются р -радиоактивными до тех пор, пока обе цепочки не закончатся стабильными ядрами (см. т. I, 47, п. 1). В связи с этим с помощью ядерных реакторов большой мощности можно получать весьма интенсивные потоки антинейтрино. [c.241]

Энергия возбуждения осколков деления, остающаяся после испускания мгновенных нейтронов, обычно равна 3—4 МэВ/осколок. Это возбуждение осколков снимается испусканием мгновенных Y-квантов. Процесс излучения происходит за время порядка 10 —10 с вслед за испусканием нейтронов. [c.1095]

Атомные ядра могут существовать лишь в ограниченной области значений величин А, Z. Вне этой области, если соответствующее ядро и возникает, то оно мгновенно (т. е. за характерное ядерное время) либо распадается на более мелкие ядра, либо испускает протон или нейтрон. Внутри области возможного суш,ествования далеко не все ядра стабильны. Но они распадаются не путем испускания нуклона, а за счет других, более медленных процессов (гл. VI). [c.36]

При р-распаде в ядре происходит превраш,ение нейтрона в протон или наоборот, с одновременным испусканием пары легких частиц — электрона и антинейтрино или соответственно позитрона и нейтрино. Как мы уже говорили, р-распад происходит только за счет слабых взаимодействий, имеющих интенсивность в 10 раз меньшую, чем ядерные силы. Помножив характерное ядерное время 10 с на 10 , мы получим цифру 10 с, грубо определяюш,ую порядок времени жизни р-активных ядер. По причинам в) и г) возможны большие отклонения от этой цифры в обе стороны. [c.206]

Ядро, энергия возбуждения которого превосходит Ер не обязательно должно подвергнуться делению. Можно лишь сказать, что будет иметь место соревнование между различными процессами, могущими привести к распаду составного ядра. Наиболее важными из них, помимо деления, являются испускание нейтрона и эмиссия -кванта. В то время как вылет частицы связан с концентрацией энергии возбуждения ядра, распределённой вначале между многими частицами и имеющей характер тепловой энергии, на одной частице, [c.321]

Изменяя расстояние между источником нейтронов и детектором, или время между моментами испускания импульсов нейтронов и моментами открытия детектора, можно менять скорость регистрируемых нейтронов. [c.202]

Обозначим через [3 долю запаздывающих нейтронов, — среднее время жизни нейтронно-активного осколка. Имеем к гя + где мгн = Р) к — коэффициент размножения на мгновенных нейтронах, к = (Зк — коэффициент размножения на запаздывающих нейтронах. Уравнение (П4.23) заменится системой двух (для числа мгновенно испускаемых нейтронов N и числа осколков С, способных к испусканию запаздывающих нейтронов) [c.523]

Если бы оба сечения как так и о<. были пропорциональны 1/г во всем спектре энергий, то изменение энергии нейтронов, генерируемых при делении, не внесло бы никакого изменения в наш анализ. Однако, если бы и обращались в нуль для всех скоростей выше определенной критической скорости v , время, необходимое нейтронам для того, чтобы замедлиться от скорости, с которой они испускаются при делении, до критической скорости, добавлялось бы к времени, в течение которого нейтроны живут в области 1/у до своего поглощения. Исследуем, каким образом это время замедления должно добавляться к среднему времени жизни теплового нейтрона, возвратясь к модели, не учитывающей явления запаздывания части нейтронов. Предположим, что мы знаем распределение числа нейтронов, входящих в область 1 /и , как функцию времени, прошедшего с момента их испускания при делении. Назовем это распределение К (6) и положим, что мы нормировали К (6) к единице, так что [c.114]

В тяжелой воде и в углероде (графите) достигается лучшее приближение к тепловому равновесию [47]. Малость эффективного сечения захвата этих материалов и, следовательно, большое время жизни тепловых нейтронов более чем компенсируют их меньшую эффективность в качестве замедлителей. Однако и в случае углерода спектр испускаемых нейтронов отличается от внутреннего спектра, хотя и по другой причине, чем в случае водорода диффракционный эффект в графитовой решетке приводит к преимущественному испусканию холодных нейтронов. В одном случае удалось наблюдать эффективную температуру испускаемых нейтронов всего лишь в 18° К- С точки зрения радиохимии углерод является полезным замедлителем только в соединении с котлом, так как в других случаях нейтронная плотность слишком быстро падает из-за большой диффузионной длины. [c.48]

Ионизирующее излучение — электромагнитное или корпускулярное излучение (например, альфа-, бета-, гамма-, рентгеновское, нейтронное), способное при взаимодействии с веществом прямо или косвенно создавать в нем заряженные атомы и молекулы — ионы. Радиоактивные излучения — ионизирующие излучения, испускаемые ядрами радиоактивных изотопов. Радиоактивность — самопроизвольное превращение атомных ядер химических элементов, сопровождающееся испусканием радиоактивных излучений. Изотопы — атомы одного и того же химического элемента, ядра которого имеют одинаковый заряд, но разные массовые числа. Период полураспада — время, в течение которого в среднем распадается половина из имевшихся первоначально радиоактивных атомов изотопа. [c.18]

Если допустить, что распадное состояние подобно связанному, то нетрудно найти зависимость потока испускаемых частиц от времени. Поскольку свойства излучающей системы постоянны во времени, скорость испускания частиц пропорциональна числу компаунд-систем , имеющихся в данный люмент времени. Поэтому распад системы во времени обязательно будет происходить по экспоненциальному закону. Однако исходная предпосылка неправильна, и поэтому не верен и основывающийся на ней результат. Тем не менее составное состояние, имеющее большое время жизни, физически очень похоже на стабильное состояние, и в некоторых случаях их почти невозможно отличить друг от друга. Так, например, мы рассматриваем нейтрон как почти стабильную частицу, весьма напоминающую настоящую стабильную частицу, такую, как протон. И то обстоятельство, что нейтрон испытывает р-распад, не изменяет нашего представления о нем как о почти стабильной частице. Следовательно, нельзя говорить, что экспоненциальный закон распада вообще [c.542]

Пока что не делается никакого различия между мгновенными и запаздывающими нейтронами. Предполагается, что все нейтроны мгновенно появляются в процессе деления, т. е. считается, что запаздывающие нейтроны испускаются вместе с мгновенными. В гл. 9, однако, при обсуждении динамики реакторов вводятся запаздывающие нейтроны, что позволяет учесть время задержки между столкновением нейтрона с ядром и испусканием нейтронов при делении. [c.12]

Прежде всего следует отметить, что собственные значения коэффициента размножения реактора и соответствующие собственные функции не зависят от временной задержки испускания запаздывающих нейтронов. Причина состоит в том, что задача на собственные значения к) является задачей нахождения не зависящих от времени решений уравнения переноса нейтронов, причем член, описывающий вклад деления в баланс нейтронов, равен полному числу нейтронов деления, как мгновенных, так и запаздывающих, деленному на к. В противоположность этому задача о собственных функциях периода реактора существенно учитывает вклад запаздывающих нейтронов. В частности, большое время жизни предшественников запаздывающих нейтронов обусловливает большой вклад медленно убывающих собственных функций периода реактора, причем это не имеет места при учете лишь мгновенных нейтронов. В дальнейшем будем предполагать, что сечения, использующиеся в уравнениях переноса нейтронов (10.2) и (10.3), не зависят от времени. [c.427]

При испускании нейтронов осколками нейтроны п преимущественно полетят в направлении двил<ения легкого и тял<елого осколков Од и От (так как время испускания мгновенных нейтронов долл<но быть меньше времени ионизационного торможения осколков и нейтроны будут вылетать из движущихся осколков), а при испускании нейтронов из делящегося ядра — в направлении, перпендикулярном движению осколков, так как наиболее вероятным местом вылета нейтронов является шейка делящегося ядра — область наибольшего возбул<дения ядра (рис. 163, а и б). [c.391]

Образующиеся при распаде ядра осколки в большинстве случаев имеют разные массы, например при делении ядер Урана масса легкого осколка 90—100 а. е. м., а тяжелого 130—140 а. е. м. Скорости осколков 10 см1сек. Импульсы осколков равны и противоположны по знаку. Скорость осколков достигает 90% конечного значения уже при расстоянии между ними 10 i см, т. е. когда они еще находятся внутри иаииизшей электронной оболочки атома. Осколки деления первоначально находятся в возбужденных состояниях. Их суммарная энергия возбуждения 20 Мэе. Возбужденные осколки деления ведут себя так же, как и другие возбужденные ядра они распадаются с испусканием частиц и -у-кваитов. Поскольку осколки имеют большие заряды и переобога-щены нейтронами, то испускание нейтронов наиболее вероятно. Время жизни осколков по отношению к испусканию нейтронов 10 1 сек. Этн нейтроны, испускаемые при делении ядер возбужденными осколками, называются мгновенными нейтронами деления . Средняя энергия возбуждения осколка после испускания нейтронов равна половине энергии связи нейтрона и равна для обоих осколков 6—7 Мэе. Эта энергия излучается в виде у-квантов за время, характерное для испускания у-квантов, т. е. около 10 сек. [c.930]

Антинейтрон п—античастица по отношению к нейтрону. Массы спнп, абсолютная величина магнитного момента и время их жизни равны, но знаки у магнитных моментов п и п противоположны. У антинейтронов магнитный момент совпадает с направлением снина. Барионный заряд для нейтрона В =-1- 1, для антинейтрона В — 1. Нейтрон и антинейтрон могут рождаться в паре (пп) и аннигилируют с испусканием я-мезонов. [c.374]

Так KaiK при выполнении условия (43. 10) нейтрон испускается практически мгновенно, то время его испускания определяется временем образования возбужденного состояния, т. е. периодом полураспада соответствующего р-перехода. На рис. 156, г изображена схема образования запаздывающих нейтронов для двух сходных случаев (Вг и J ). [c.380]

Описанный опыт позволяет сделать заключение о времени, проходящем между моментом деления и моментом H nyqKaHHH вторичных нейтронов. Действительно, из механизма испускания нейтронов деления следует, что при ф = О и ф = я счетчик нейтронов регистрирует, в основном нейтроны, испущенные осколками, движущимися в сторону счетчика, причем опыт дает одинаковое (с точностью до 2%) число совпадений в обоих случаях. Однако эти случаи отличаются друг от друга тем, что при ф = = О осколки, летящие по направлению к счетчику, вылетают из слоя делящегося вещества непосредственно в газ ионизационной камеры, тогда как при ф = я они должны предварительно пройти через подложку П толщиной 0,5 ж/с, на которую нанесен слой делящегося вещества (см. рис. 166). Так как начальная скорость осколков равна 1,2-10 см сек, то они затратят на прохождение подложки время [c.393]

Причины чрезвычайно малых времен жизни очень тяжелых трансурановых элементов. Более тяжелые трансурановые элементы получаются в результате ядерных реакций слияния и деления, в которых участвуют тяжелые ядра. При бомбардировке мишеней из плутония, кюрия и калифорния ионами углерода, кислорода и неона образуются сильно возбужденные составные ядра, для остывания которых необходимо испускание нескольких нейтронов. Однако вероятность деления таких составных ядер оказывается во много раз больше вероятности испускания нейтронов, в результате чего лишь ничтожная часть составных ядер (10 — 10 °) превращается в трансурановые элементы. Бомбардировкой мишени из ядер свинца ионами аргона, титана и хрома также удалось найти несколько трансурановых элментов. Все они имеют очень короткие времена жизни и получены в чрезвычайно малых количествах. К настоящему времени имеются трансурановые элементы до Z= 109 включительно. Их общепринятого наименования пока нет. [c.292]

Другие проявления векторной доминантности связаны с тем, что р-мезон имеет определенный изотопический спин Т = 1), в то время как спин фотона неопределен. Поэтому при доминировании р-мезонного полюса фотон можно считать частицей с Т =1, для которой сохраняется изотопический спин при столкновениях. На основе векторной доминантности еще до открытия р-мезона удалось количественно объяснить изложенное в начале настоящего пункта поведение нуклонных электрических и магнитных формфакторов. Например, равенство нулю среднеквадратичного электрического радиуса нейтрона объясняется просто тем, что при испускании нейтроном нейтрального виртуального р-мезона (рис. [c.393]

Альфа-распад возбуждённых ядер изучается с помощью ядерных реакций. Отд. случаи распада нижних возбуждённых состояний тяжёлых ядер, приводящего к испусканию т. н. длиннопробежных а-частиц, известны давно и причисляются к явлению радиоактивности, Наблюдаемые времена жизни ядер лежат в диапазоне от с (А.-р. нейтронных резонансов, см. Нейтронная спектроскопия) до 10 с (А.-р. уровней лёгких ядер). Нек-рые распадающиеся состояния лёгких ядер имеют приведённые ширины, близкие к максимально возможным (к т. н. вигнеровскому пределу), что указывает на их ярко выраженный -кластерный характер. Изучение А.-р. высоковозбуждённых состояний ядер — один из информативных методов исследования ядерной структуры при больших энергиях возбуждения. [c.64]

ЩИХСЯ там нейтрино, внутри звезды формируется нейтринная фотосфера. Нейтринный нагрев падающей оболочки, выгорание в ней оставшегося ядерного горючего во время коллапса, а также отскок падающей оболочки от поверхности образовавшейся нейтронной звезды оказываются недостаточными для того, чтобы выбросить вещество с ки-нетич. энергией 10 °- 10 эрг (характерной лля сверхновых). Осн. причины этого заключаются в том, что нейтринный поток тормозит падение оболочки, а образующаяся при отскоке оболочки ударная волна дополнительно ослабляется из-за затраты большей части её. энергии на диссоциацию в оболочке атомных ядер железного пика (т. е. ядер с массовыми числами, близкими к 56). Быстрые потери энергии за счёт испускания нейтрино из области нейтринной фотосферы приводят к увеличению радиснта темп-ры и развитию конвекции. Это может существенно увеличить энергию каждого вылетающего нейтрино и соответственно сечение его взаимодействия с веществом, что способствует взрыву. [c.494]

Подобно тому, как для объяснения природы электромагнитных сил успешно использованы фотоны — кванты электромагнитного поля, природу ядерных сил объясняют использованием представлений о квантах ядерного поля — мезонах. Было сделано предположение (Юкава) о том, что нуклоны испускают и поглощают мезоны аналогично тому, как электроны испускают и поглощают фотоны. Открытые новые частицы — пи-мезоны — подтвердили эту гипотезу. Пи-мезон имеет массу, р вную 270 единицам масс электрона, он может находиться в трех состояниях — с положительным, отрицательным и нулевым зарядом. Эмиссия мезонов (как и фотонов) — процесс виртуальный. Согласно теории, сила поля определяется частотой испускания соответствующих квантов. Ядерные силы так велики, что нуклоны должны испускать мезоны с большой частотой (время единичного процесса сек). Таким образом, протон и нейтрон можно себе представить состоящими из некоторой сердцевины, окруженной пульсирующим облаком из мезонов. [c.447]

Интересна особенность этой цепочки криптон может освобождаться от лишнего нейтрона либо за счет р -распада, либо если он образовался в возбужденном состояяии (КгзГ) за счет прямого испускания нейтрона. Эти нейтроны появляются через 56 сек после деления (время жизни Вг относительно р -перехода в возбужден- [c.209]

Различные способы деления. Деление ядер, в отличие от а-распада, может происходить с помощью множества различных путей, приводя к продуктам весьма различных масс в широкой области ядерных зарядов. Бор и Уиллер [10] составили полу-количественную диаграмму для бинарного деления составного ядра отмечая осколки точками на плоскости А, Z. Так как деление приводит к двум осколкам, то они представляются на диаграмме двумя точками, равноудаленными от точки, представляющей симметричное деление, т. е. от 4gPd . Те способы деления, которые приводят к выделению равного (вычисленного) количества энергии, соединены линиями уровня. При составлении диаграммы были введены упрощения, главными из которых являются следующие 1) линии уровня проведены без тонкой структуры 2) принято, что массы и заряды осколков дают в сумме 236 и 92 соответственно, т. е. пренебрегается потерями массы в виде нейтронов. Далее, не вся освобождающаяся энергия проявится как кинетическая энергия осколков часть ее выступит в виде внутренней энергии возбуждения, приводящей к испусканию фотонов (всего в среднем 4,6 MeV [92]), в то время как другая часть будет использована для освобождения и ускорения нейтронов, но, грубо говоря, кинетическая энергия осколков будет наибольшей ( 200 MeV) при симметричном делении. Это предсказание подтверждается экспериментом. Можно было бы также ожидать, что способ деления, приводящий к наибольшему освобождению энергии, будет чаще всего встречаться, однако экспериментальные данные (см. ниже) показывают, что это не так, исключая деление при сверхвысоких энергиях. [c.66]

Химические факты, указывающие на различные способы деления. Радиохимический анализ продуктов деления [128, 62] основан на -активности большей части этих продуктов. Активность обусловливается тем обстоятельством, что подходящее для урана нейтрон-протонное отношение ( 1,6) очень велико для обладающих меньшим зарядом осколков и что прямым испусканием нейтронов во время или после рождения осколков это отношение уменьшается недостаточно. Если, например, составное ядро расщепляется на ядра с массовыми числами 95 и 142 и два нейтрона и если нейтрон-протонные отношения обоих осколков равны, то осколками будут ядра и они нестабильны. Стабильность каждого осколка восстанавливается в результате цепи Р-превращений. Элементами с наименьшими зарядами, которые обладали бы стабильными изотопами с А, равными 95 и 142, являются 4.2М0 и 5вСе. Поэтому, пока в этом специальном случае достигнется стабильность, должна произойти последовательность из пяти и, соответственно, трех В-распадов [c.68]

Ранняя попытка Рейнольдса и Крэгса (Л. 56] провести в столбе дуги термоядерные реакции потерпела неудачу из-за (невозможности получения сколько-нибудь за.метного пото ка ейтронов. Первое сообщение о получении такого потока было сделано группой советских исследователей [Л. 43 и 57], применявших импульсы тока в несколько сотен тысяч ам(пер продолжитель-иостью. несколько десятков микросекунд. Испускание нейтронов происходило в условиях, когда можно было считать, что температура столба не настолько высока, чтобы в нем в заметном масштабе могли происходить термоядерные реакции. Впоследствии было показано (Л. 58], что испускание нейтронов было вызвано потоками дейтронов, ускоренных вследствие неустойчивости разряда до энергий порядка 40 кэв. В последнее время по этому вопросу был опубликован ряд работ английских, американских, советских и других иоследователей [Л. 59]. В некоторых газоразрядных трубках удавалось отодвигать момент наступления неустойчивости типа изгиб путем применения аксиального магнитного поля и проводящих стенок. [c.50]

Когда конечные продукты реакции сильно отличаются от налетающей частицы (пример такой реакции — деление ядер), механизм С. я. является основным. В противном случае может быть значительным вклад прямых процессов (см. Прямые ядерные реакции). Описание ядерной реакции при номощи С. я. целесообразно, когда время жизни С. я. т для распада данного типа велико но сравнению с характерным для прямых процессов времени = Л/г> 10 сек, где II — радиус ядра, v— скорость частицы. Основной процесс распада С. я. — испускание (испарение) нейтронов. Для этого пропесса t/iq = ехр (В/Г), где В — энергия связи нейтрона, а Т — темп-ра С. я. (см. Статистическая модель ядра). [c.586]

В настоящее время еще нет законченной теории атомного ядра. Это связано с тем обстоятельством, что существующая волновая механика применима только к тем случаям, когда скорости движения частиц очень малы по сравнению со скоростью света. Обобщение волновой механики на случай скоростей, сравнимых со скоростью света, еще не достигнуто. Так как тяжелые составные части ядра (протоны и нейтроны) движутся со скоростями, очень малыми по сравнению со скоростью света, то волновая механика м. б. с успехом применена к изучению их движений и вообще всех явлений, в к-рых и протон и нейтрон могут быть рассматриваемы как нечто элементарное и целое, обладающее неизменной структурой. Так например, статистика, которой подчиняется атомное ядро, неизменно оказывается статистикой типа Бозе или Ферми в зависимости от того, является ли полное число частиц (протонов и нейтронов, образующих атом) четным или нечетным числом. Так и должно быть по волновой механике, если считать протоны и нейтроны элементарными частицами, подчиняющимися статистике Ферми. Трактовка ядра по волновой механике с той точки зрения, что элементарными частицами являются протоны и электроны, приводит к противоречиям, напр, в случае ядра азота N1 , к-рое, как показывает опыт, подчиняется статистике Бове аналогичные противоречия получаются и с вопросом о механическом моменте ядра. Далее и явление а-распада м. б. описано с помощью волновой механики в 1928 г. Герней, Кондон и др. вывели с помощыо волновой механики связь между вероятностью испускания а-частицы и ее энергией. Применимость волновой механики к испусканию а-частиц подтверждается и той связью, которая существует между тонкой структурой а-спектров и у-лучами. [c.522]

Хорошо известно, что испускание некоторых нейтронов, связанное с процессом деления ядер, задерживается на время, лежаш.ее в пределах от долей секунды до минуты. Эти запаздываюш ие нейтроны появляются, когда в результате р-распада продуктов деления образуются такие высоко возбужденные состояния дочерних ядер, что испускание нейтронов становится энергетически возможным. Некоторые продукты деления являются предшественниками запаздываюш их нейтронов. На практике считается возможным разделить их на шесть групп. В каждой группе предшественники распадаются по экспоненциальному закону с характерным для группы периодом полураспада, который определяет скорость испускания запаздываюш их нейтронов деления. Относительный и абсолютный выходы предшественников запаздываюш,их иейтронов и в некоторой степени их постоянные распада зависят от особенностей процесса деления, т. е. от типа делящегося ядра и энергии нейтрона, вызывающего деление [1]. [c.369]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...