Ядро рассеяния

Хотя, как отмечалось выше, смеш,ение определяемое формулой (3.3.1), не зависит от выбора материала рассеивателя, однако важно, чтобы рассеиватель состоял из сравнительно легких атомов (например, парафин, графит, алюминий). Дело в том, что в легких атомах относительно высока доля электронов, слабо связанных с атомным ядром. Рассеяние рентгеновских лучей на этих электронах и обусловливает эффект, описываемый формулой (3.3.1). [c.75]

Задача расчета ядра рассеяния х, /), определен- [c.127]

Теорема. Пусть g) — строго выпуклая непрерывная функция аргумента g см. рис. 15). Тогда для любого ядра рассеяния Р(1 —> ), удовлетворяющего условиям (1.8), (1.10) и [c.134]

Следствие I. Для любого ядра рассеяния, удовлетворяю-и его условиям (1.8), (1.10), (3.10), выполняется следующее неравенство [c.136]

Дифференциальное сечение (иногда называемое также ядром рассеяния) обычно содержит лишь вклад от рассеяния (упругого и неупругого). Таким образом, если рассеяние только упругое, то [c.192]

Следовательно, решение зависит главным образом от ядра рассеяния R (I -> I х), свойства которого были исследованы в гл. III. [c.295]

Расчет p+ и 7+ решающим образом зависит от вида ядра рассеяния. В классическом изложении [46—48] эти расчеты обходят путем введения подходящих коэффициентов аккомодации для нормальной составляющей импульса (сб]у), касательной составляющей импульса (сбт) и энергии (ссе) формально эти коэффициенты определяются выражениями вида (III. 5.3) с ф = 1п , ф — I — п (I- п), ф = 2/2 и считаются зависящими от У, V-n, 7оо, а также от температуры стенки Ту . Таким образом, этот подход является в основном феноменологическим, однако он дает точные результаты для ядер рассеяния с постоянными сбт, a-Y, Выражения (III. 5.3) тогда принимают вид (для ф = . I , 2/2) [c.297]

В разд. 6 гл. III модели ядра рассеяния строятся в классе неотрицательных нормированных по полупространству > О функций, удовлетворяющих соотношению взаимности (III. 3.9). Такие исследования продолжаются [13—15]. Следует, однако, отметить, что соотношение взаимности имеет ограниченную область действия. При выводе его фактически подразумевается, что в момент вылета частицы газа атомы поверхности уже находятся в квазиравновесном состоянии тогда обращенное движение дает У(—I,—10- В тепловом режиме рассеяния это так, потому что время релаксации в решетке меньше, чем время эффективного взаимодействия атома с поверхностью. При более высоких энергиях дело обстоит сложнее. [c.456]

В случае необходимости запаздывающие нейтроны могут быть легко включены в рассмотрение, если ядра-предшественники запаздывающих нейтронов распадаются в месте их образования, т. е. отсутствует их перенос. Для этого в ядре рассеяния учитывается вероятность временного запаздывания между поглощением и испусканием нейтрона. [c.32]

Проводился также анализ уравнения переноса для конечной (ограниченной) геометрии с учетом энергетической зависимости [25]. В предположении, что скорость нейтрона не может быть равна нулю и ядро рассеяния интегрируемо и ограничено, было найдено, что при больших временах решение уравнения переноса определяется дискретными собственными значениями. Асимптотически решение уравнения переноса пропорционально ехр (аоО, так что в этом достаточно общем случае критическая система есть такая, для которой ао = 0. При некоторых условиях на ядро рассеяния, которые практически всегда выполняются для систем, содержащих делящиеся изотопы, существует по крайней мере одно дискретное собственное значение, т. е. а . Хотя этот результат не был подтвержден в общем случае, разумно предположить, что всегда существует действительное ао и что не отрицательно. [c.36]

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]

Кроме участия в процессе деления нейтроны претерпевают также упругое и неупругое рассеяние на ядрах, содержащихся в активной зоне, и радиационный захват. Нейтроны замедляются и диффундируют, часть из них утекает в отражатель, часть переходит обратно в активную зону. В результате конкуренции различных процессов устанавливается определенное пространственно-энергетическое распределение нейтронов в активной зоне, которое необходимо знать при проведении детального анализа зашиты. [c.10]

Ускоренные первичные частицы, взаимодействуя с мишенями, вызывают потоки, вторичных (заряженных и нейтральных) частиц и квантов. Вторичные излучения возникают также и при взаимодействии первичного излучения с конструкционными материалами, аппаратурой, защитными средами. Вторичное излучение может, в свою очередь, испытывать взаимодействие с ядрами и атомами материалов различных сред и создавать излучение, объединяемое термином рассеянное излучение . [c.229]

Упругое взаимодействие — взаимодействие между нуклоном и ядром атома мишени, не приводящее к появлению иных, кроме взаимодействующих, частиц. При больших энергиях упругое взаимодействие можно рассматривать как дифракцию на полупрозрачном ядре. Упругое рассеяние практически не приводит к изменению энергии и направления движения первичного нуклона. При упругом рассеянии на одно взаимодействие нуклон теряет лишь 3—5% начальной энергии (данные для = 660 Мэе и углерода). В дальнейшем при расчетах прохождения нуклонов высоких энергий через защитные среды упругое взаимодействие учитываться не будет. [c.240]

Пример. Рассеяние протонов тяжелыми ядрами. Пусть протон приближается к очень массивному ядру, обладающему зарядом Ze. На бесконечном удалении энергия протона равна M vl/2. Как видно из рис. 6.21, при линейной экстраполяции [c.194]

Каково будет наименьшее расстояние до рассеивающего ядра при движении протона по реальной орбите Будем считать, что масса ядра бесконечно велика и поэтому энергией отдачи можно пренебречь. (Полное решение задачи о рассеянии приведено в разделе Из истории физики в гл. 15.) [c.195]

Рис. 15.15. Вычисленные траектории альфа-частиц, приближающихся к ядру. Эти траектории были рассчитаны в предположении, что сила отталкивания обратно пропорциональна квадрату рассеяния.

Остановимся на трех важнейших процессах, возникающих при прохождении 7-фотонов через вещество, а именно на фотоэффекте на комптоновском рассеянии у-фотонов и на рождении пары легких частиц (электрон—позитрон) в поле атомного ядра. Помимо этих процессов, 7-фотоны высокой энергии могут вызывать и ряд других явлений ядерный фотоэффект, деление ядер, рассеяние и резонансное рассеяние на ядрах, образование пар в поле электронов и в поле излучения и др. [c.31]

Значение энергии с частицы может быть оценено по длине среднего пробега частицы (11.16 11.17), найденной экспериментально. Значение импульса р частицы можно найти из соотношения (11,48), измеряя экспериментально радиус кривизны г траектории частицы в магнитном поле с известной индукцией В. Этот метод определения т имеет невысокую точность для частиц малой энергии, которые при своем движении в камере Вильсона испытывают сильное рассеяние на атомах и ядрах газа, наполняющего камеру, что приводит к неточному определению радиуса кривизны траектории. Для частиц больших энергий соотношение (11.50) дает хорошие значения для массы. [c.52]

Рис. 25.. Движение (рассеяние) частиц в поле атомного ядра.

Аномальное рассеяние а-частиц (протонов) ядрами. При построении количественной теории рассеяния а-частиц Резерфорд исходил из положения, что атомное ядро и пролетающая сс-частица взаимодействуют между собой по закону Кулона с силой F = [c.88]

Рассеяние быстрых нейтронов ядрами. Взаимодействие ней-тронов с ядрами мы можем количественно описать введением эффективного сечения а взаимодействия, так же как и для взаимо- [c.88]

Рассеяние электронов. Электроны весьма слабо взаимодействуют с нуклонами ядер посредством неэлектромагнитных сил и чувствительны к электромагнитному взаимодействию, т. е. к распределению электрического заряда в ядре. Поэтому исследования рассеяния электронов дают прежде всего сведения об электромагнитном строении ядер. [c.90]

I. Так как сечение диффракционного рассеяния в среднем обратно пропорционально кубу угла pa eянияJ а не четвёртой степени, как это имеет место при рассеянии в чисто куло-новском поле, то можно сказать, что благодаря наличию по-глощ,ающ,его ядра рассеяние на большие углы становится более вероятным. В силу этого средний угол рассеяния оказывается значительно большим, чем в случае чисто куло-новского рассеяния. [c.218]

Чтобы получить более детальную информацию, необходимо рассмотреть физическую модель поверхности и вычислить ядро рассеяния из динамики поведения молекулы, захваченной по-верхностььо. Ясно, что такие вычисления должны быть либо очень схематичными, либо очень сложными [17—24]. Этот под-ход может быть объединен с подходом разд. 5 второй дает аналитические выражения для функции распределения, а первый — численные значения или простые выражения для параметров, оставшихся не определенными в этих аналитических выражениях. [c.150]

Рис. 17. Сравнение модели, основанной на ядре рассеяния (6. 0), с экспериментальными данными Хинчена и Фоли [29]. Значения угла падения 0/ (сверху вниз) 15 22,5 30 45°.

И Трэдом [34] [Тг= То). Расчеты, основанные на (8.6), приемлемы, но серьезным недостатком модели является отсутствие какон-либо корреляции между распределениями падающих и вылетающих молекул. Правда, эту трудность можно обойти, интерпретируя (8.6) [35, 27, 4] как распределение вылетающих молекул в случае произвольного монохроматического падающего пучка (8.3). В этом случае (8.6) предполагает ядро рассеяния, являющееся максвелловским по условия взаимности (3.9) и нормировки (1.8) сужают это семейство ядер, ограничивая тем самым гибкость модели [4, 27]. [c.158]

Конечно же, ядра рассеяния /С( ) и частота столкновений в уравнении (3.9) определяются природой среды и, следовательно, будут меняться от точки к точке, если рассматриваемая область занята различными средами. Кроме того, могут происходить такие явления, как неупругие столкновения, поглощение нейтронов и деление ядер, приводяиюе к появлению новых нейтронов. В общем случае уравнение (3.9) записывается с использованием поперечного сечения а( , х) и дифференциального се- [c.191]

Выше предполагалось, что скорость нейтрона отлична от нуля. Если эго допущение не выполняется, то для некоторых упрощенных вариантов ядра рассеяния, встречающихся в теории термализации, было найдено, что существует только конечное число дискретных действительных собственных значений плюс непрерывный спектр для всех а с существенно отрицательными действительными частями [26]. Кроме того, для достаточно малых систем не существует дискретных собственных значений (27). Но все эти выводы, относящиеся к случаю, когда скорость нейтрона может быть равна нулю, практически не имеют отношения к проблеме критичности. Как отмечено в разд. 1.1.2, уравнение переноса не имеет смысла для нейтронов достаточно малой энергии (большие X). Кроме того, системы, которые так малы, что не имеют дискретных собственных значений, заведомо подкритичны для больших систем ац существует. [c.36]

Другое сделанное выше предположение состоит в том, что ядро рассеяния ограничено. Ранее было показано, что при упругом рассеянии ядро рассеяния обычно включает б-функцию Дирака [см. уравнение (1.7)1 и, следовательно, не ограничено. Если принять во внимание тепловое движение ядер (см. гл. 7), такое ядро рассеяния перестает быть правильным. Когда молекулы входят в состав газа или жидкости, они имеют непрерывный спектр возможных скоростей, и ядро рассеяния не будет иметь никаких особенностей. Поэтому ядро рассеяння иногда ограничено, а иногда нет. Хотя детали спектра собственных значений зависят от наличия особенностей ядра рассеяния [281, тем не менее оказывается, что концепция критичности, основыаающаяся на знаке а , может быть признана универсальной. [c.36]

Сопряженные уравнения отличаются от уравнений (6.54) и (6.55) для потока, во-первых, знаками перед членами, содержащими градиенты функций, как и в односкоростном приближении, и, во-вторых, перестановкой индексов и в сечениях перехода в соответствии с общими свойствами ядра рассеяния, рассмотренными в разд. 6.1.3. Если граничное условие для потока имеет вид п = йдф то длЯ сопряженной функции п = —agфg. Скалярное произведение можно образовать, например, умножая уравнение (6.54) на ф , уравнение (6.55) на, затем складывая их, суммируя результат по всем д и интегрируя по всему объему. [c.214]

В такое численное приближение нетрудно включить рассеяние нейтронов, с более высокими орбитальными моментами количества движения (/ 1), например р-рассеяние. Ядра рассеяния будут различными, но известными (см. разд. 4.2.2). Однако, как отмечалось в разд. 8.1.2, эффекты р-рассеяння менее важны, чем эффекты 5-рассеяния большую часть их можно учесть, включая р-рассеяние в сечение о (Е) в левой части уравнения (8.50). [c.336]

Гамма-излучение при неупругом рассеянии нейтронов. Составное ядро в возбужденном состоянии, образующееся при поглощении нейтрона, может избавиться от энергии возбул<-дения не только высвечиванием у-кванта (радиационный захват), но и испусканием нейтрона с последующим выходом одного или нескольких у-квантов. Этот процессе пороговый, поскольку кинетическая энергия нейтрона (в системе центра инерции) должна быть достаточной для возбуж.дения ядра по меньшей мере до первого уровня выше основного состояния. Отсюда также следует, что максимальная энергия у-кванта меньше или равна энергии нейтрона, претерпевшего неупругое рассеяние. Как только энергия нейтрона становится больше энергии нескольких уровней возбуждения, переход в основное состояние часто происходит через каскадный процесс, при этом энергия одного у-кванта не равна энергии, потерянной нейтроном. [c.30]

Гамма-излучение продуктов ядерных реакций. При поглощении нейтрона ядрами некоторых легких элементов возможно испускание не только у ванта (захватное у злучение) или нейтрона (неупругое рассеяние), но и заряженных частиц [реакции (п, р) и п, а)]. Обычо сечения этих реакций малы, и для защиты практически важны лишь реакции В ( , а) ГГ и Ы (п, а)№.. Для тепловых нейтронов в 94% случаев первая реакция идет С образованием возбужденного состояния Ы с энергией 0,478 Мэе. Это возбуждение снимается высвечиванием укванта такой же энергии. [c.32]

Для гомогенной смеси веществ макроскопическое сечение определяют на основе закона аддитивности. При этом из-за больщой относительной величины потери энергии при упругом взаимодействии нейтронов с легкими ядрами в качестве сечения замедления можно принимать полное сечение рассеяния на водороде и половину полного сечения для других легких ядер. На средних и тяжелых ядрах замедление нейтронов происходит преимущественно вследствие неупругих взаимодействий, число которых достигает 50% общего числа взаимодействий. Суммарный эффект неупругих и упругих взаимодейст-вг й позволяет принимать в качестве эффективного сечения замедления на средних и тяжелых ядрах 3/4 полного сечения рассеяния нейтронов. [c.300]

Модель атома Региерфорда. Рассеяние отдельных альфа-частиц на большие углы Резерфорд сб7,яснил тем, что положительный заряд в атоме не распределен равномерно в шаре радиусом 10"м, как предполагали ранее, а сосредоточен в центральной масти атома в области значительно меньших размеров. В этой центральной положительно заря-лсенной части атома — атомном ядре — сосредоточена и почти вся масса атома. Расчеты Резерфорда показали, что для объяснения опытов по рассеянию аль- [c.309]

Нойтроны при двилсеиип веществе < электронными o j-лочками атомов не взаимодействуют и возбуждать или ионизировать атомы не могут. При столкновении с атомными ядрами они испытывают рассеяние или вызывают ядерные реакции с выходом из ядра заряженных частиц и гамма-квантов. Таким образом, конечными результатами взаимодействия с веществом любого вида ядерного излучеиия являются ионизация и [c.325]

Исследуя рассеяние а-частиц при прохождении через вещество, Э. Резерфорд в 1911 г. пришел к открытию существования атомного ядра. Он выдвигает ядерную (планетарную) модель атома, согласно которой атом состоит из положительно заряженного ядра и обра- [c.10]

Используя эти представления, Э. Резерфорд развил количественную теорию рассеяния а-частнц. Рассмотрим движение -частицы, обладающей массой М и электрическим зарядом +2е, в поле неподвижного ядра с зарядом q - -2е (рис. 25). Между ядром и о -частнией действует сила кулоновского отталкивания [c.78]

Итак, экспериментальные исследования Резерф< )рда по рассеянию а-частиц при их прохождении через тонкие металлические листки показали, что основная масса атома и положительный электрический заряд сосредоточены в небольшой (lO — 10 м) центральной области атома, именуемой атомным ядром. В нейтральном атоме вокруг ядра обращается Z электронов. Такая мОт дель получила название ядерной модели атома. Ядерная модель атома в сочетании с квантовыми закономерностями объясняет возникновение и структуру атомных спектров процессы возбуждения и ионизации атомов, свойства молекул, свойства твердых тел (металлов) и т. д. [c.81]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...