Полное сечение захвата

Используя (17.9), легко видеть, что вдали от рассеивателя частицы с моментом / пронизывают площадь кольца, ориентированного перпендикулярно к направлению движения частиц, причём внутренний и внешний радиусы кольца равны соответственно 1% и (/-f-1) Предположим, что плотность потока частиц, т. е. число их, падающее в единицу времени на единицу площади, равно единице. Так как площадь кольца равна (2/ 1) то число частиц, падающих в единицу времени и обладающих моментом /, равняется (2/-4-1)теХ , Умножив (2/-f-1) на С , мы определим долю этих частиц, поглощаемых рассеивателем. Поэтому сумма 2 (2 -Ь 1 представляет собой полное сечение захвата частиц. [c.167]

В ЭТОЙ работе не приводятся числа нейтронов, так как авторы не имели хорошего значения сечения деления Используя значение равное 2.10 " см-, можно получить 73 2,6. Кроме того, следуя [6], было предположено, что полное сечения захвата урана для быстрых нейтронов равно 4 10"24 см2. [c.343]

Полное сечение захвата аз определяется аналогично (3.50) как отношение числа всех частиц данного пучка, захваченных за единицу времени, к плотности потока этого пучка до рассеяния. Если из условий (3.47) и (3.48) вытекает, что прицельные расстояния, при которых происходит захват, удовлетворяют неравенствам [c.143]

Полное сечение захвата определяется аналогично пол- [c.141]

Вычислим полное сечение захвата для однородного пучка частиц массами т и скоростями падающих на центр поля (24.1). Эффективный потенциал частицы пучка в таком поле [c.141]

Таблица 41 4. Сечения деления и захвата, рассеяния и полные сечения для нейтронов с энергией 0,0253 эВ и элементов с атомными номерами 90—100

Рассмотрим столкновения с начальными элементами (6, w) (см. рис. 19), с фиксированной относптельной скоростью MJ и с переменным вектором соударения Ь. Мы рассматриваем Ь как радиус-вектор точки в плоскости П, тогда любой точке плоскости П соответствует один из двух результатов — захват или рассеяние. Определим полное поперечное сечение захвата как площадь П плоскости П, [c.152]

Всасывание натрия осуществляется прямо из трубопровода. Перед входом в рабочее колесо установлены четыре направляющих ребра. Теплоноситель из рабочего колеса, пройдя направляющий аппарат, попадает в сферический сборник 13, откуда поступает в реактор. Из этого же сборника производится подача натрия на ГСП, который имеет относительно большие габариты и приспособлен для работы на низких частотах вращения. Проходящий через него натрий собирается в верхней полости бака и по специальной трубе 9 сливается на всасывание насоса. Сливная линия работает полным сечением, чем исключается захват газа. Применению такой схемы слива протечек способствовали два обстоятельства низкое сопротивление всасывающего тракта, поскольку насос установлен на горячей ветке контура, и наличие системы регулирования частоты вращения ГЦН. [c.178]

В четвертой колонке даны сечення захвата f. Рядом со значением сечения указан тип реакции (п,а) или (п, р). Обозначения отсутствуют в случае радиационного захвата — реакции (п, у), преобладающей для ядер с массовым числом А > 35. Для ядер с порядковым номером 2 > 88 в этой колонке приведены полные сечения поглощения а(п, а), которые кроме указанных выше процессов могут включать еще сечение реакции деления о (п, /). [c.904]

Как было указано выше, жидкие металлы являются одними из наиболее хороших теплоносителей. В этом разделе мы подробно рассмотрим использование в качестве теплоносителей натрия и свинца, выбранных вследствие их малого сечения захвата нейтронов (полное поперечное сечение для нейтронов с энергией 1/40 еУ у Na—4,9 барна, у РЬ—8,3 барна), а также вследствие того, что они находятся в жидком состоянии в Интервале температур, удобном дл т получения пара с высоким давлением. [c.161]

С учетом соответствующих изменений применительно к аргону и с использованием водородоподобных волновых функций для высших возбужденных состояний и с эффективным зарядом, равным 5 для Зр-состояния, получим полное эффективное сечение захвата в виде [c.480]

Поскольку неравенства (3.42) и (3.43) относятся к одним и тем же центрам рекомбинации, они должны выполняться одновременно. Поэтому для полного описания рекомбинационных центров нужно задать четыре параметра — концентрацию Л, , энергетическое положение Е,, сечения захвата электронов с и дырок Ср (для центров захвата достаточно задать только одно сечение — с или с , в зависимости от того, с какой зоной взаимодействует центр), [c.98]

Сечение радиационного захвата заметно уменьшается с повышением энергии нейтронов и при энергии нейтронов выше 10—20 кэв становится довольно малым. В результате значение (п, у)-реакции для этих энергий падает, поэтому в большинстве практических случаев полная энергия, испускаемая при захвате, просто равна энергии связи нейтрона. Лишь для нескольких элементов переход в основное состояние сопровождается излучением одного у-кванта на захват. Обычно он идет через промежуточные возбужденные состояния, при этом в среднем испускается четыре у-кванта на захват. Для тяжелых ядер из-за близости уровней возбуждения один к другому форма спектра становится практически непрерывной. [c.28]

Под действием захватов возникает очень значительное местное сжимающее напряжение на том небольшом участке, который находится около места соприкосновения с захватами, как показано на фиг. 7.061 дугообразные линии главных сжимающих напряжений проходят пространство между захватами, как показано на фиг. 7.062, и пересекаются под прямым углом с пронизывающими тело восьмерки линиями растяжения. Не будем останавливаться на исследовании полной системы напряжений в восьмерках этого типа, изученной Кокером в лаборатории испытания материалов в университетском колледже, а ограничимся изучением напряжений только по среднему сечению АВ (фиг. 7.063 А). [c.496]

Следует отметить двойственную роль и диаметра валков. По условию захвата целесообразно принимать большой диаметр валков. Однако чем больше диаметр валка, тем больше удельное и полное давление, больше уширение. Поэтому с уменьшением сечения и абсолютного обжатия диаметр валков уменьшают. [c.321]

Значения эффективных сечений для тепловых нейтронов надо относить к стандартной энергии 0,025 eV. Обычно используемые тепловые нейтроны имеют сложный спектр с неизвестной средней энергией. Однако пока и для образца и для используемого для калибровки стандарта выполняется закон 1/у , это обстоятельство не приведет к ошибке ни в опытах по ослаблению пучка, ни в опытах с активацией. Так как для резонансного захвата закон 1/да никогда не имеет места, то, если где-либо выше тепловой области есть резонансный захват, надо пользоваться кадмиевой разностью вместо полного эффекта. Если же резонансное поглощение происходит внутри тепловой области, так что даже в ней нельзя применять закон 1/у , то осмысленные значения эффективных сечений можно дать только для резко выделенных определенных значений энергии или же для хорошо известного нейтронного спектра. Например, для d [100, 37], у которого есть резонансный захват в тепловой области, эффективное сечение в максимуме (0,18 eV [ПО]) достигает 62-10- см , для [c.50]

Вторым важным фактором, влияющим на условия образования шейки, являются граничные условия, в частности связанные с устройством захватов испытательной машины и с изменением формы образца в продольном направлении. Влияние этого фактора определяется тем, что для полного развития шейки необходимо, чтобы на достаточно длинном участке образца имело место монотонное сужение нагруженного сечения. На рис. 151 показаны результаты экспериментального и теоретического исследования напряженного состояния в месте образования н ейки на образце. Максимальное увеличение сопротивления разрушению, обусловленное объемным напряженным состоянием, связанным с неравномерным распределением напряжений в су- [c.201]

Как будет видно из дальнейшего, столь большие кванты всегда находятся в далекой виновской области спектра и в условиях, близких к тепловому равновесию, практически не играют роли. Таким образом, полу-классическую формулу (5.34) приближенно можно распространить на фотоионизацию со всех уровней водородоподобных атомов. Точно так же формула для фотозахвата (5.27) применима для захвата электрона на все уровни, вплоть до основного, что и было использовано в предыдущем параграфе при вычислении полного сечения захвата. [c.229]

Для рассматриваемого интервала энергий сечение рассеяния значительно превосходит сечение захвата, поэтому можно считать, что полное сечение Од взаимодейств ия нейтронов с ядрами примерно равно [c.351]

Итак, мы видим, что как сечение упругого рассеяния, так и сечение захвата полное 1ью определяются величинами pj. Входящая в (17.8) величина (1 — 1ргр) может быть названа вероятностью или коэффициентом прилипания. Мы будем обозначать её через j. Так как Од>0, то величина j не может быть больше единицы. Вводя j, перепишем (17.8) в виде [c.166]

Если же мы учтем, что нейтроны деления появляются в действительности с энергиями, значительно превосходящими энергию теплового равновесия, то мы будем вынуждены считать, что нейтроны приходят к тепловому равновесию со средой в результате столкновений с ядрами замедлителя в котле. При этом анализ сильно затрудняется. Если бы эффективные сечения захвата нейтронов в замедлителе были бесконечно малы, то нейтроны действительно смогли бы с течением времени сколь угодно близко притти в тепловое равновеске со средой, но так как на практике нейтроны претерпевают лишь ограниченное число столкновений с ядрами замедлителя (после чего поглощаются ими), то средняя энергия спектра тепловых нейтронов слегка смещена в сторону более высокой температуры, нежели температура материалов в котле. (Во всех случаях, когда эффективное сечение поглощения не слишком велико, считается приближенно справедливым закон Максвелла для распределения скоростей нейтронов.) Экспериментально было доказано наличие такого смещения нейтронной температуры относительно температуры окружающей среды. В соответствии с этим мы должны считать, что величина соответствующая реальным процессам в системе с цепной реакцией, несколько больше того значения, которое мы пол чаем в предположении наличия полного теплового равновесия нейтронов со средой. [c.147]

Для измерения полных нейтронных сечений пучок нейтронов пропускается через образец изучие-мого вещества, содержащи известное число атомв п на 1 с.н площади, перпендикулярной пучку. Рега-стрируется интенсивность потока нейтронов в отсутствие образца и с образцом = (1/ге)1п(1/Г), где Т — пропускание образца, равное отношению скорости счета детектора с образцом на пучке к скорости счета без образца. Сечения захвата измеряются путем регистрации у-лучей, испускаемых изучаемым веществом при радиационном захвате нейтрона. [c.388]

Аналогично сечению рассеяния можно ввести и эффективные сечения каких-либо других процессов. При этом, если процесс зависит от непрерывного параметра, то удобно вводить дифференциальные сечения, если же нет — то только полные. Например для потенциалов, допускающих лимитационные движения, бывает интересно ввести эффективное сечение падения на центр (сечение захвата). [c.78]

Пороговое значение энергии нейтрона в образовании смещенного атома для железа составляет 360 эв. Однако привести к образованию смещенных атомов могут и нейтроны меньших энергий в результате их радиационного захвата [46, 47]. При п, у)-реакции энергия, получаемая ядром отдачи после испускания у-кванта, может превысить энергию смещения атома ( 25 эв). Учитывая спектр захватных у-квантов для ядер железа, можно получить, что средняя энергия ядра отдачи составляет примерно 390 эв [48]. Таким образом, в результате п, у)-реакции в железе может появиться свыше 15 смещенных атомов. Поскольку наибольшим сечением радиационного захвата обладают тепловые нейтроны, то самый большой вклад в образование элементарных дефектов в результате ( , у)-реакции вносят именно эти нейтроны. Доля тепловых нейтронов в полном числе образованных элементарных дефектов сильно зависит от доли этих нейтронов в спектре и может быть заметной, если поток тепловых нейтронов на порядок превышает поток надтепловых и быстрых нейтронов. Например, в водо-водяном реакторе она составляет 2—3%, а в графитовом—25—30% [47]. Это верхняя оценка эффекта тепловых нейтронов, поскольку имеются экспериментальные данные [48, 50] о том, что дефекты, создаваемые тепловыми нейтронами, отжигаются несколько [c.70]

Движение расплава в стояке. Раз л и чают течение при полном (заполнен ные стояки) и неполном (незаполнен ные стояки) сечениях стояка (рис. 4) В заполненном стояке (рис. 4, а) рас плав, как правило, окисляется незна чительно, и шлак не задерживается так как скорость потока расплава в нем в несколько раз больше максимальной скорости всплытия шлака, равной, например, 8,1 в алюминиевых и 6,9 см/с в магниевых сплавах. Движение сплава в незаполненном вертикальном стояке (рис. 4, б) мало чем отличается от его движения свободно падающей струей. В таком стояке происходит частичное отшлаковывание металла, а в случае наклонного расположения стояка уменьшаются захват воздуха, разбрызгивание и завихрение потока. Положительным фактором заливки через [c.47]

Глиняная масса (освобожденная от крупных каменистых и других твердых включений и предварительно обработанная иа валковых дробилках и бегунах) поступает в лопастную глиномешалку 1 вакуум-пресса, где она увлажняется, если это необходимо, водой или паром, перемешивается и направляется к выходному концу мешалки, к которому наглухо прикреплен чугунный конический корпус, по центру которого располагается однозаходная винтовая лопасть (шнек-подаватель) 2. Глина захватывается винтовой лопастью 2, уплотняется ею, так как корпус имеет коническую форму, и проталкивается через кольцевое отверстие, образованное выходной частью корпуса и конусом 3, закрепленным на общем валу глиномешалки и шнека-подавателя 2. Из-за того что сечение кольцевого отверстия значительно меньше сечения в конце лопасти 2, глиняная масса плотно заполняет кольцевое отверстие и тем самым препятствует прониканию атмосферного воздуха в вакуум-камеру 4. Масса, поступающая в вакуум-камеру в виде полого цилиндра, немедленно разрезается ножами, укрепленными на конусе, на мелкие полоски, что способствует их более полному обезвоздушиванию. Обезвоздушенные кусочки массы падают в пространство между витками нижнего прессующего шнека 6. Для улучшения условий захвата массы шнеком 6 служит питающий валок 5. В корпусе 7 происходит предварительное уплотнение массы, усиливающееся в прессовой головке 8. В мундштуке 9 масса окончательно уплотняется и приобретает заданную форму по сечению бруса. [c.282]

Критерий Гриффитса нельзя считать достаточно полным, так как, с одной стороны, реальные материалы не являются пи абсолютно хрупкими, ни однороднымн. С другой стороны, оказывают влияние также перемещение захватов испытательной машины и энергия, накопленная в конструкции машины. Последнее обстоятельство может играть особенно важную роль 175]. При нагрузке на образец Р = [В — I) На (где В — ширина образца плоского поперечного сечения) энергия упругой деформации конструкции испытательной машины в соответствии с формулой (207) будет [c.300]

Приведем нек-рые формулы для моделирования истории нейтропа. Обозначим через 2 , 2 и 2 мак11оскопич. поперечные сечения рассеяния, захвата и де.и ния и пусть 2 = 2 - - 2 -4- 2 полное макроскопич. сечение. Все сечения зависят, вообще говоря, от коо )динаты г и эиергии нейтрона Е [c.329]

Телшературный коэффициент замедлителя, определенный выше как разность полного температурного коэффициента и коэффициента, связанного с изменением вероятности избежать резонансного захвата, будучи отрицательным в начале кампании (см. табл. 10.2), становится положительным по мере работы реактора (см. табл. 10.3). Из таблиц видно, что это перемена знака обусловлена большим увеличением (1//) д дТ). Физически это означает, что в середине кампании реактора доля тепловых нейтронов, поглощаемых делящимися изотопакп , возрастает с повышением температуры. Из рис. 10.21 видно, что это увеличение связано с тем, что с повышением текшературы возрастает эффективное тепловое сечение плутония-239. Точнее говоря,, основная причина связана с резонансом плутония-239 при энергии 0,3 эв. Смещение спектра тепловых нейтронов в замедлителе приводит к тому, что с увеличением температуры повышается число нейтронов с энергиями, близкими к резонансу плутония-239. [c.464]

Кпд и расчет проекционных уста-н о в о к. Из полного светового потока, даваемого источником света, поступает в осветительную систему лишь част ., определяемая углом захвата этой системы (и кривой распределения света источника). Из этой части теряется известный % за счет того, что мы вырезаем из круглого сечения освещающего пучка прямоугольную часть, соответствующую рамке проектируемого изображения при использовании пучка до углов изображения эта потеря составляет 36%. Далее мы имеем еще потери света в осветительной и проекционной системе, составляющие около 4% на каждую поверхность раздела стекло—воздух на отражение. Предполагается при этом, что не имеется еще потерь за счет неполного использования освещающего пучка проекционной системой. Практически в современных Ф. п. для диапроекции мы получаем при применении конденсоров кпд 3—7%, при п]эименении зеркальной оптики 8—20% для эпископической проекции 0,2—0,4%. Для ориентировочных подсчетов работы проекционных установок могут служить следующие данные освещенность экрана в 1х д. б. для маленьких экранов не менее 10—20 1х, для больших— в 10 раз больше ширины экрана, выраженной в м. Отсюда и из вышеприведенных цифр для кпд можно определить либо величину возможного экрана по заданному световому потоку источника либо величину источника света для данного экрана Е 8=Ф>г1, где Е—освещенность на экране в 1х, S—площадь экрана в м , Ф—световой поток источника в Im, jj— коэфициент полезного действия проекционного прибора. Для примерного подсчета светового потока источника можно пользоваться соотношениями для дуговых ламп Ф — 900 х силу тока, для проекционных ламп накаливания Ф = 154-20 X мощность в W. [c.37]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...