Рассеяние свободными ядрами

ПЕРЕХОД К РАССЕЯНИЮ СВОБОДНЫМИ ЯДРАМИ 395 [c.395]

Переход к рассеянию свободными ядрами [c.395]

В интересующем нас случае, когда энергия нейтрона меньше энергии первого возбуждённого уровня ядер замедлителя, длина волны нейтрона % значительно больше, чем радиус этих ядер Rq. Поэтому упругое рассеяние нейтронов ядрами замедлителя в системе центра инерции будет сферически симметричным. Мы не будем учитывать химической связи атомов замедлителя и будем считать ядра последнего свободными (см. 41). Так как X Rq, то взаимодействие между нейтроном и ядром может быть описано, так же как это было сделано в б, потенциальной энергией К, имеющей вид [c.282]

Сечение упругого рассеяния нейтронов свободными ядрами равняется [c.367]

Рассеяние нейтронов на свободных ядрах. Если на ядро падает плоская нейтронная волна (к — [c.382]

В некоторых ситуациях сечение рассеяния связанного ядра может быть меньше, чем свободного, из-за эффектов интерференции (см. разд. 7.1.4). [c.251]

Описанные особенности эффекта Комптона легко объяснить, если считать, что рентгеновское излучение имеет чисто квантовую природу, т. е. представляет собой поток фотонов. Тот факт, что все легкие атомы ведут себя одинаково, позволяет предполагать, что процесс рассеяния сводится к столкновению фотонов с электронами. Действительно, в таких атомах связь электронов с ядром слаба и под действием рентгеновских лучей электроны легко отделяются от атома. Поэтому эффект Комптона можно в первом приближении рассматривать как рассеяние рентгеновских лучей свободными электронами. [c.180]

Эффект Комптона на легких атомах можно объяснить, если рассматривать столкновения рентгеновских фотонов с электронами. В этих столкновениях фотон передает электрону часть своей энергии в результате энергия фотона, а значит, и частота излучения уменьшаются, что и объясняет появление смещенной линии в спектре рассеянного рентгеновского излучения. Электрон должен быть сравнительно слабо связан с атомным ядром, его энергия связи должна быть существенно меньше, чем та энергия, которую передает ему при столкновении рентгеновский фотон. Такой электрон можно рассматривать свободным и покоящимся до столкновения. [c.75]

Остановимся на этом вопросе несколько подробнее. Если энергия падающей частицы (нейтрона или протона) достаточно велика, то время соударения такой частицы с частицами, образующими ядро, будет малым по сравнению со временем соударения между отдельными ядерными частицами. Поэтому в первом приближении ядерные частицы можно рассматривать как свободные. В 8 было показано, что сечение рассеяния быстрых нуклонов нуклонами обратно пропорционально их энергии. Отсюда следует, что средняя длина свободного пробега I быстрого нуклона в ядерном веществе пропорциональна его энергии. Величина / может быть оценена по формуле [c.150]

В предыдущем параграфе мы предполагали, что ядро поглощает все попадающие на него нейтроны (/ R), иными словами, мы считали, что длина свободного пробега нейтронов в ядерном веществе мала по сравнению с размерами ядра. Такое предположение становится неверным в области энергий порядка 100 MeV и выше, так как при этом начинает сказываться прозрачность ядер для попадающих на них быстрых частиц. Рассмотрим поэтому сейчас специально рассеяние очень быстрых нейтронов, длина свободного пробега которых в ядерном веществе сравнима с радиусом ядра. [c.198]

Так как из экспериментов по рассеянию более медленных нейтронов ядрами, которые почти полностью поглощают падающие на них нейтроны, можно непосредственно определять радиусы ядер, то сопоставление этих данных с данными о рассеянии очень быстрых нейтронов, для которых ядра становятся полупрозрачными, даст возможность определить длину свободного пробега нейтронов в ядерном веществе и коэффициент преломления нейтронной волны п последний зависит от средней энергии взаимодействия нейтрона [c.203]

Уравнение (31.2) относится к тому случаю, когда замедлитель содержит ядра только одного сорта. Если в замедлитель входят ядра различных сортов, причём длины свободного пробега ПО отношению к рассеянию различ- [c.286]

В предыдущих главах мы изучали различные процессы взаимодействия частиц со свободными изолированными ядрами. Однако при изучении взаимодействия частиц с веществом ядра, вообще говоря, нельзя рассматривать как свободные. Учёт связи между атомами особенно необходим для тех процессов, в которых участвуют медленные частицы, в частности, медленные нейтроны. Благодаря этой связи возникают интерференционные явления при упругом и неупругом рассеянии медленных нейтронов в кристаллах в ряде случаев связь оказывает существенное влияние на радиационный захват медленных нейтронов в кристаллах. [c.352]

Эти данные позволяют проводить анализ более сложных процессов с участием двух нуклонов (напр., фоторасщепление дейтрона, V + (1 п + р). Ввиду преобладания парных взаимодействий между нуклонами в ядрах, производятся попытки описать свойства атомных ядер с помощью матрицы рассеяния для свободных нуклонов. [c.86]

Классическое томсоновское поперечное сечение рассеяния. Если коэффициент жесткости для упругой связи электрона с ядром равен нулю (/по) = 0), то электрон является свободным и соо==0. В этом случае поперечное сечение упругого рассеяния света можно [c.341]

Область замедления нейтронов деления в тепловом реакторе удобно разбить на две части. Если нейтрон имеет энергию более 1 эв, то тепловым движением рассеивающего ядра можно пренебречь и рассматривать его покоящимся в лабораторной системе координат. Кроме того, ядро (или атом) можно рассматривать свободным, т. е. несвязанным молекулярными связями, так как энергия связи в молекуле несущественна по сравнению с энергией взаимодействия нейтрона с ядром. Следовательно, для нейтронов с энергиями больше 1 эв, т. е. в области замедления, можно использовать простую теорию замедления, рассматривающую упругое рассеяние нейтронов с известными сечениями [1]. На этом рассмотрении основаны формулы упругого рассеяния, приведенные в гл. 4. В этом случае поток нейтронов при любой энергии, кроме области тонкой структуры сечений в резонансной области, в первом приближении обратно пропорционален энергии. [c.249]

Замедление нейтронов с энергиями ниже 1 эв, т. е. в тепловой области, называется термализацией, потому что энергии нейтрона сравнимы с тепловой энергией рассеивающих ядер, которые уже не могут рассматриваться как покоящиеся. Если рассеивающее ядро находится в движении, то нейтроны могут как получать энергию за счет рассеяния, приводящего к возрастанию скорости, так и терять ее прп столкновениях. Следовательно, рассеяние, приводящее к возрастанию энергии нейтронов, которым можно было пренебречь в области замедления, необходимо теперь принимать во внимание. Кроме того, следует учитывать связи атомов в молекулах или в кристаллической решетке. Если атом находится в связанном состоянии, то он не может свободно испытывать отдачу при столкновении, так как существует взаимодействие между рассеивающим атомом и его соседями в молекуле или твердом теле. Наконец, нельзя не учитывать возможности эффектов интерференции в тепловой области энергий. Так как длина волны де Бройля для нейтрона с очень низкой энергией становится сравнимой с межатомным расстоянием в молекуле или кристалле, то может иметь место интерференция нейтронов, рассеянных на различных атомах. [c.249]

Скорость, с которой нейтроны рассеиваются в область энергий ниже q, можно тогда получить, используя соответствующее ядро рассеяния, выведенное в основной части этой главы. Однако если q достаточно велико, то вполне удовлетворительным оказывается применение ядра рассеяния на свободном атоме (см. 4.2.2) [c.304]

Рассмотрев нуклон в свободном состоянии, мы затем перейдем к системе двух связанных нуклонов. Одновременно покажем, что рассеяние нуклонов на ядрах позволяет получить многочисленные сведения об их структуре. Мы ограничимся рассеянием нейтронов на протонах. [c.102]

В табл, 9.1 приведены значения Уо, о, К и Ав случае рассеяния протона и нейтрона на ядрах при различных значениях их кинетической энергии е. Из таблицы видно, что с увеличением энергии падающих частиц длина свободного пробега уменьшается. [c.243]

Как было замечено в 80, существование спин-орбитальных сил для нуклонов ядра, возможно, указывает на то, что между двумя свободными нуклонами также действуют спин-орбитальные силы. К аналогичному заключению приводит Наблюдение поляризационных явлений при рассеянии быстрых [c.45]

В заключение следует отметить, что сечение рассеяния связанного ядра оказывается больше, чем сечение рассеяния свободного ядра. Причина этого очевидна из следующих рассмотрений. Для свободного атома нейтроны рассеиваются изотропно в системе центра инерции нейтрона и изолированного рассеивающего атома. Если атом связан в молекуле, так что молекула как целое испытывает отдачу при упругом рассеянии, а неупругое рассеяние отсутствует, то рассеяние нейтрона вновь будет изотроп ным в системе центра инерции. Но последняя система включает в себя теперь нейтрон и молекулу, содержащую рассеивающий атом. Если масса молекулы относительно веника [c.251]

Когерентное рассеяние у-л у ч е й на ядро. Если длина волны у-излучения много больше размеров ядра, то сечение когерентного рассеяния па В( ох протонах ядра совпадает с сечением томсоновского рассеяния на ядре, как на одиночной свободной частице сГд=( /з)я [ Хеу1Мс " (М — масса ядра). Для свинг(а 0 = 2 10 8 м-г, с увеличением энергии доля когерентного рассеяния вследствие интерференции падает, и нри /Г., > 20 кэв комптоновское рассеяние на нуклонах ядра становится преобладающим. [c.231]

Математически исключение сходящихся волн можно было бы учесть в виде малого затухания рассеянных волн на больщих расстояниях от точки рассеяния. В квантовой механике такого рода подход используется в оптической модели ядра, когда при рассеянии нейтрона ядро рассматривается просто как шарик из серого вещества. В основе этого подхода лежит гипотеза о том, что волновая функция "запутавшегося" в ядре нейтрона не способна вступать в суперпозицию с налетающей волновой функцией свободного нейтрона. [c.181]

Если " 0,1—0,3 эВ, то можно пренебречь тепловым движением и хим. связью атомов среды и рассматривать ядра как свободные и покоящиеся. При этом рассеяние практически изотропно в системе центра масс нейтрон— ядро, п при одном соударении с ядро.у[ с массовым числом А нейтрон с энергией 6" с равной вероятностью может передать ядру любую энергию в интервале от О до ААЬjСоответственно, его ср. потеря апергип равна 2Л й /(Л+ 1) , т. е. пропорц. Ь, [c.44]

Ввиду стабильности П., наличии у него электрич. заряда и относит, простоты получения (ионизацией водорода) пучки ускоренных П. являются одним из осн. внструментов эксперим. физики элементарных частиц. Очень часто мишенью в опытах по соударению частиц также являются П.— свободные (водород ) или связанные в ядрах. П. высокой энергии получают на ускорителях. Ускоренные П. используются не только для изучения рассеяния самих П., но также и для получения пучков частиц л- и К-мезонов, антипротонов, мюонов. Пучки ускоренных П. применяются в лучевой терапии. [c.165]

Новый этап в теории ядра связан с развитием в 70— 80-х гг. квантовой хромодинамики (КХД) как теории сильных взаимодействий. Согласно этой теории, нуклоны и мезоны не являются йб гинно элементарными частицами, а состоят из более фундаментальных частиц кварков (фер-мионов) и глюонов (бозонов), взаимодействующих между собой. Последовательная теория КХД нуклона пока не построена. Поэтому рано говорить о теории ядра, основанной на КХД. Однако мн. представления КХД и кварковые модели адронов позволили описать ядерные реакции под воздействием частиц высоких энергий, сопровождающиеся большой передачей энергии и импульса. При этом ожидалось, что ядро должно вести себя как система свободных нуклонов и что трудно найти специфически ядерные эффекты КХД. Но такой эффект был обнаружен в 1982 Европ. мюонной коллаборацией (эффект ЕМС), Он заключается 8 значительном (до 15%) отличии сечения глубоко неупругого процесса рассеяния мюонов с энергиями порядка 100 ГэВ на ядре Fe (в расчёте на нуклон) от сечения на свободном нуклоне. До сих пор нет однозначной интерпретации этого явления, однако во всех существующих объяснениях решающую роль играют чисто ядерные эффекты. Эффект ЕМС оказался важным тестом для КХД моделей нуклона оказалось, что нек-рые модели не. могут описать [c.659]

Свойства нуклонов, связанных в ядре, могут отличаться от свойств свободных нуклонов. Как показывают эксперименты по глубоко неупругому рассеянию (см. Глубоко неупругие процессы) лептонов на ядрах, структурные ф-ции нуклонов в ядре, характеризующие распределение кварков по импульсам в нуклоне, отличаются от структурных ф-ций свободных нуклонов (эффект ЕМС—Европейской Мюонной Коялаборащш, ЦЕРН, 1982). Одно из возможных объяснений эффекта ЕМС основано на гипотезе об увеличении радиуса нуклона в ядре по сравнению со свободным нуклоном. 4) В ядрах периодически на время 10 —с появляются (виртуальные) мезоны, в т. ч. пи-мезоны. Исследование ненуклонных степеней свободы ядра—осн. предмет совр. исследований в релятивистской ядерной физике. [c.685]

Феноменология и реологические уравнения процесса дробления. С учетом приведенных закономерностей процесса дробления в вибрациоиноГ[ дробилке разработана феноменологическая модель дробимой горной массы (рис. 11). Модель представляет собой трехмассиое упруговязкопластическое реологическое тело. Общая масса куска т сосредотачивается в трех элементах модели — центральном ядре массой (1 — I) т, не участвующем в колебаниях, и двух колеблющихся массах. Так как кусок дробимою материала представляет o6oii систему с распределенными инерционными, упругими и пластическими свойствами и в процессе дробления по нему распространяется волна, то в реологической модели с дискретными массами для описания этого сложного процесса принимают приведенную массу т, участвующую в колебаниях и составляющую лишь часть общей массы куска т. Масса состоит из массы A,gm, находящейся в контакте со щекой, и массы (1 —Я) ёлг, свободно колеблющейся. Упругие деформации модели воспроизводятся упругими элементами с коэффициентом жесткости к. Рассеяние энергии (гистерезисные потери) [c.394]

Как было рассказано в 7.5, эксперименты по глубоконеупругому рассеянию лентонов показывают, что кварки в нуклонах ядра ведут себя несколько иначе, чем в свободных. Но нуклоны в ядре сохраняют свою индивидуальность , оставаясь его основными структурными элементами. [c.138]

Эксперимент не оправдал этих ожиданий. Впервые из данных Г. Г. Баршалла и его сотрудников выяснилось, что для нейтронов с энергией до 3 Мэе сечения 0,, и 0 как ф-ции А и энергии налетающих нейтронов Е не монотонны и обнаруживают поведение, непонятное с точки зрения представления о черном ядре. Дальнейшее экспериментальное исследование угловых распределений рассеянных нейтронов и протонов также плохо согласовывалось с концепцией черного ядра. В то же время оказалось, что совокупность всох этих данных весьма удов.летворительно описывается О. м. я., согласно к-рой ядро об.ладает значительной прозрачностью для падающих нейтронов (длина свободного пробега нейтрона в ядре сравнима с радиусом ядра). Параметры оптич. потенциала подробно обсуждаются ниже. [c.516]

Рассеяние дейтронов. Рассчитанная с указанными в табл. (см. пижо) параметрами оптич. потенциала длина свободного пробега дейтрона с Е = 1Ь Мов в ядре Аи 4 10 см, что со- [c.518]

При взаимодействии у-лучей с атомными ядрами может наблюдаться процесс резонансного возбуждения ядер, если энергия падающих квантов с высокой точностью соответствует энергии одного из возбужденных состояний ядра. Последующий раснад возбужденного состояния сопровождается испусканием у-квантов, энергия к-рых (с точностью до ширины возбужденного уровня) равна энергии поглощенных квантов. Такое явление и наз. Р. р. г.-л. Оно в нринцине аналогично резонансному рассеянию света атомами, однако в случае У Лучей наблюдение резонансного рассеяния существенно осложнено эффектами отдачи. При испускании у-кванта с энергией Е свободное покоящееся ядро вследствие отдачи приобретает кинетич. энергию, равную В = Е 1 1Мс , где М — масса ядра, с — скорость света т. о., энергия испущенного кванта оказывается на величину В меньше энергии соответствующего ядерного возбужденного состояния. Аналогично отдачу испытывает и поглощающее ядро. Вследствие этого линии испускания и поглощения оказываются сдвинутыми друг относительно друга на величину 1В. Этот сдвиг существенно превосходит естеств. ширины у-линий поэтому условие резонанса не реализуется даже в том случае, если в качестве источника и поглотителя у-квантов используются тождественные ядра (исключение — случай весьма мягких у-переходов, когда резонансное поглощение у-лучей может осуществляться благодаря Мёссбауэра аффекту). [c.399]

Необходимая скорость может быть сообщена излучающему ядру, напр, механич. путем (центрифугой). Именно таким способом в 1950 г. Н. Муну (1) впервые удалось наблюдать Р. р. г.-л. Заметного перекрытия линий испускания и поглощения можно достичь, нагревая нсточник до темн-р 1000° С. Перекрытие линий в этом случае нроисходит благодаря увеличению тепловой доплеровской ширины линии испускания. Оба этих метода ограничены областью тяжелых ядер и относительно мягких у-переходов, что о()ъяс-няется технич. трудностями при достижении высоких скоростей или темп-р. От этого недостатка свободен метод каскадных переходов, в к-ром необходимая скорость сообщается излучающему ядру за счет отдачи от излучений, предшествующих испусканию у-кванта, резонансное рассеяние к-рого исследуется. При этом ядрам могут быть сообщены очень высокие скорости п условие резонанса может быть осуществлено в случае больших энергий отдачи (т. е. даже для легких ядер и жестких у-переходов). Необходимо только, чтобы время жизни возбужденного состояния ядра было короче среднего времени свободного пробега атомов отдачи в веществе источника поэтому метод каскадных переходов обычно требует н])име-нения газообразных источников. На рис. 1 приведена схема экспериментальной установки для наблюдения Р. р. г.-л. тепловым методом или методом каскадных переходов. Один из результатов эксперимента, [c.400]

В рассматриваемом здесь случае уравнение Шрёдингера описывает З-распад ядра и сферически симметричную волновую функцию вылетающей З-частицы. Если радиоактивное ядро находится в воздухе, то уравнение Шрёдингера расширенной системы описывает рассеяние атомов газа на З-частице и их возможную ионизацию. Но обратимая эволюция такой системы существует только в течение времени порядка времени свободного пробега атомов газа. Вслед за этим происходит коллапс волновых пакетов атомов газа, который сопровождается коллапсом волновой функции З-частицы из сферически симметричной она превращается в свободно летящий локализованный пакет. [c.67]

С другой стороны, рентгеновские лучи рассеиваются электронами в атоме или твердом теле, поэтому атомный потенциал и (R) уже нельзя считать сконцентрированным на ядрах. Для рентгеновских лучей атомный форм-фактор по существу представляет собой фурье-образ электронной плотности р (R) внутри атома и потому не может считаться не зависящим от передаваемого импульса q. Для определения структурного фактора надо, пользуясь формулой (4.7), разделить наблюдаемую интенсивность рассеяния на этот форм-фактор, который обыгчно определяют независимым путем из опытов по рассеянию в газе или на свободных атомах. При этом, однако, возникает вопрос, можно ли представить действительную электронную плотность в конденсированной фазе в виде суперпозиции плотностей отдельных атомов, как это сделано в формуле (4.6). В принципе в промежутках между атомами должно происходить некоторое перераспределение заряда. С помощью очень точных измерений можно обнаружить этот эффект в кристаллах некоторых полупроводников что же касается стекол или жидкостей, то там он полностью маскируется общим беспорядком. [c.158]

Для описания рассеяния пиона на внутриядерном нуклоне используется так называемое импульсное приближение, согласно которому нуклоны ядра считаются свободными, т. е. предполагается, что амплитуду рассеяния пиона на внутриядерном нуклоне можно заменить амплитудой рассеяния шюна на свободном нуклоне, которая известна (см. 112, п. 2). Разумеется, как и всякое приближенное рассмотрение, импульсное приближение имеет ограниченную область применения. Оно справедливо в том случае, когда размер области взаимодействия меньше расстояния между нуклонами ядра. [c.255]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...