Ядро отдачи

В теплоноситель попадают ядра отдачи (п, р)-, (р, п)- и (п, /)-реакций, происходящих на внешних поверхностях оболочек твэлов. Наличие естественных примесей делящихся элементов в материале оболочек твэлов, возможное загрязнение поверхностей оболочек ураном на заводе-изготовителе твэлов, а также частичная разгерметизация их оболочек во время работы реактора — все это приводит к появлению в теплоносителе продуктов деления ядер. [c.86]

Коэффициент качества (КК) излучения в кабине спутника рассчитывали по данным табл. 16.5, что дает значение около 1.2. Это значение является нижней оценкой, так как при измерениях не учитывались ядра отдачи, образующиеся при взаимодействии высокоэнергетических протонов с веществом. [c.280]

Нейтрон, соударяясь с атомным ядром газа в ионизационной камере, обменивается с ним энергией и импульсом. Пусть — масса нейтрона, и v — скорость нейтрона до и после соударения, М, v —масса и скорость ядра отдачи. В случае упругого центрального прямого соударения нейтрона с атомным ядром законы сохранения энергии и импульса запишутся в виде [c.60]

Тяжелые ядра отдачи 20 [c.217]

Продолжая опыты Резерфорда, Боте и Беккер в 1930 г. обнаружили, что при облучении а-частицами некоторых легких элементов (Be, Li) последние вместо протонов испускают излучение, очень слабо поглощаемое свинцом. В 1932 г. супруги Жолио-Кюри установили, что новое излучение при встрече с легким веществом выбивает из него ядра отдачи. Наиболее естественно было предположить, что это излучение представляет собой жесткие у-лучи. Однако для согласования с результатами опытов по поглощению в свинце и образованию ядер отдачи Y-лучам приходилось приписывать энергию больше той, с которой они могут возникать при облучении легкого ядра а-части-цей. [c.19]

И характера столкновения. Как показывает соотношение между импульсами нейтрона до (р ) и после рассеяния (р ) и импуль-сом ядра отдачи (Ря.о), энергия ядра отдачи при заданной энер- [c.33]

Энергия ядра отдачи образующегося при /(-захвате 4Ве , легко может быть подсчитана. Полная энергия, выделяющаяся при /С-захвате, равна [c.146]

DB = ОВ — 0D = ОВ + ОЕ, изображающий импульс ядра отдачи в л. с. к. после рассеяния. [c.218]

Если угол рассеяния 0 неизвестен и диаграмма строится с целью отыскать его наряду со значениями импульсов для рассеянной частицы и ядра отдачи, то в схеме построения меняют местами 3 и 4 пункты. В этом случае точка В получается в результате пересечения с окружностью диаметра, проведенного под [c.218]

И я -частиц (соответственно следы 2, 6, 7 и 16) и ядра отдачи (17). Кроме того, в центр звезды смотрят своими вершинами (О [c.635]

В элементарной теории замедления предполагается, что замедление нейтронов происходит исключительно в результате упругих соударений с ядрами среды. При таких соударениях нейтрон теряет часть своей энергии, которая переходит в кинетическую энергию ядра отдачи. После соударения энергия рассеянного нейтрона в ЛСК определяется из соотношения [38] [c.1137]

Важно обратить внимание на прилагательное ионизирующий в определении поглощенной дозы. Оно означает, что при поглощении электронов в веществе надо учитывать только их ионизационные потери и ту часть радиационных потерь, которой соответствует тормозное излучение, поглощенное в самом веществе. При поглощении нейтронов надо учитывать, что ионизация создается не только ядрами отдачи, но и у-излучением, возникающим в результате реакции (п, у) радиационного захвата. Поэтому, в частности, поглощенная доза не будет малой при поглощении в веществе даже тепловых нейтронов, энергия которых ничтожна. [c.648]

Первичным действием излучения на организм является повреждение молекул. Установлено, что существуют два механизма таких повреждений — прямой и косвенный. В прямом механизме ядерная частица воздействует (либо непосредственно, либо через промежуточные электроны или ядра отдачи) на сами макромолекулы. В косвенном механизме излучение производит радиолиз воды, продукты которого (главным образом радикал ОН, а также [c.667]

R — ядра отдачи а — на стенке с — в центре т — максимальная величина [c.107]

Материалами, облучаемыми в активной зоне реактора, являются ядерное топливо, оболочки твэлов и другие конструкционные материалы, отложения продуктов коррозии на поверхностях активной зоны, а также взвешенные и растворенные примеси теплоносителя. Радиоактивные изотопы могут попадать в воду из оболочки твэлов и из отложений как ядра отдачи, выходить путем диффузии из топлива, проникая через дефекты в покрытии твэлов. В случае трития необходимо считаться с возможностью его диффузии через неповрежденную оболочку. Продукты коррозии оболочек твэлов и конструкционных материалов активной зоны имеют высокую удельную активность, и их выход в контур дает заметный вклад в радиоактивную загрязненность станции. Дополнительным источником радиоактивной загрязненности АЭС является массообмен между отложениями и продуктами коррозии, циркулирующими в теплоносителе. Далее дается подробное изложение процессов диффузии и вылета ядер отдачи. [c.130]

Основное ограничение, присущее всем схемам, связано с фоновой активностью теплоносителя, вызванной искомым, либо посторонними дефектами, или ядрами отдачи. Чтобы свести фон к минимуму, выделяемый сигнал должен быть короткоживущим или обладать высокой скоростью выведения из системы. В реакторах с водой под давлением этим требованиям удовлетворяют короткоживущие продукты деления, испускающие запаздывающие нейтроны. Метод страдает тем недостатком, что при работе в стационарном режиме скорость выхода нейтронов весьма мала. Однако при увеличении мощности происходит временный рост выхода и нейтронной, и -активности. В любом случае необходимо использовать выдержку пробы, достаточную для уменьшения сигнала от обычно присутствующего в воде с периодом полураспада 4,14 сек. [c.150]

Ядра отдачи. Как видно из уравнения (5.33), при реакциях на быстрых нейтронах ядра отдачи могут вносить значительный вклад в выход активности в теплоноситель. На рис. 9.2 изображена функция п(е)а(е) для реакций Ni(rt, [c.285]

Вылет активности с ядрами отдачи- (кюри мес) дается выражением [c.285]

Ядра отдачи, см. уравнение (9.15) Диффузия ядер, см. уравнение (9.12) [c.290]

МэВ а-излучение с энергией меньше 10 МэВ Тяжелые ядра отдачи 20 20 [c.527]

Тяжёлые ядра отдачи............20 [c.247]

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]

Первая попытка оценить массу нейтрона была сделана в 1932 г. Чедвиком при открытии нейтрона. В опытах Чедвика (и в опытах супругов Жолио-Кюри) потоком а-частиц бомбардировалась берил-лиевая мишень (рис. 17), при этом она испускала проникающее излучение (нейтроны). Если на пути этого излучения помещалась ионизационная камера или камера Вильсона, основным наполняющим газом которой являлся водород или азот, то в этих газах при прохождении излучения наблюдались ядра отдачи. Например, наблюдались протоны отдачи с пробегом до 26 см. Чедвик предположил (и это оказалось правильным), что излучение, исходящее от бериллия, представляет собой поток электрически незарял<енных частиц — нейтронов. [c.60]

В опыте Чедвика (рис. 3) нейтроны, полученные в результате бомбардировки бериллиевой мишени а-частицами (полония, направлялись в ионизационную камеру ИК, которая поочередно наполнялась азотом и водородом. В результате соударения нейтронов с атомами таза, нашолнявшего камеру, возникали быстро движущиеся атомы отдачи, которые создавали на своем пути ионы, регистрировавшиеся ионизационной камерой в виде импульсов тока. Энергия ядра отдачи зависит от энергии нейтронов [c.32]

При этом очевидно, что наибольшую скорость Умакс ядро отдачи приобретает при лобо вом соударении с нейтроном максимальной энергии [c.33]

Идея опыта заключается в сравнении энергетических спектров электронов и ядер отдачи, образующихся при р-раападе. Если процесс р-распада не сопровождается испусканием нейтрино, то импульсы электрона и ядра отдачи должны удовлетворять простому соотнощению [c.145]

Для получения количественных результатов советские ученые А. И. Алиханов и А. И. Алиханян предложили использовать К-захват электрона ядром 4Ве . Так же, как и р-раопад, К-захват должен сопровождаться испусканием нейтрино. Это следует из того, что массовое число А ядра в результате /(-захвата не меняется, и, следовательно, согласно 4, не должен изменяться его спин. Но захват ядром электрона с полуцельш спином должен приводить к изменению спина. Противоречие устраняется, если предположить, что К-захват сопровождается испусканием нейтрино. При Х-захвате образуются только две частицы ядро отдачи и нейтрино, поэтому энергия будет распределяться между ними строго однозначно, т. е. образующиеся ядра отдачи должны быть моноэнергетическими . [c.146]

Опыт должен заключаться в измерении энергии ядра отдачи и сравнении Гэксп с ее расчетным значением. Этот опыт из-за начавшейся войны не был поставлен. Совершенно аналогичный опыт провел в 1942 г. американский ученый Аллен (рис. 52). Препарат лВе наносился тонким слоем на платиновую пластину S (источник). В результате /(-захвата атомы 4Ве превращаются в атомы aLi , которые в виде нонов вылетают из платины за счет энергии отдачи. Положительные ионы sLi ускоряются между электродами S и В потенциалом V ЮО—200 в и тормозятся переменным задерживаюш,им потенциалом в области между сетками В и С. Подсчет ионов с определенной энергией производился при помощи фотоумножителя А с присоединенным на выходе счетчиком Гейгера (ускоряющий потенциал между С и А равен 3,6 кв). [c.147]

Итак, для получения имиульсов рассеянной частицы и ядра отдачи надо сде лать следующие построения [c.218]

Тогда, согласно доказанному выше, отрезок AD изображает импульс рассеянной частицы ZBAD = Q — угол рассеяния частицы отрезок DB — им пульс ядра отдачи ZDBA= (i — угол рассеяния ядра отдачи М2 ZDOB = в — угол рассеяния [c.218]

Экспериментальная проверка формулы (19.28) показала, что в некоторых случаях она дает заниженный (рассеяние а-ча-стиц на гелии), а в некоторых завышенный (рассеяние протонов на водороде) результат по сравБению с экспериментом. Дело в том, что, кроме классического эффекта увеличения эффективного сечения за счет дополнительного вклада от ядер отдачи, рассеивающихся под тем же углом, что и падающие частицы, должен быть учтен квантовомеханический эффект обмена, связанный с неразличимостью обеих частиц. Сущность этого эффекта заключается в интерференции волн, описывающих движение рассеянной частицы и ядра отдачи, благодаря чему квадрат амплитуды суммарной волны (пропорциональный вероятности или сечению рассеяния) е равен сумме квадратов амплитуд обеих волн (пропорциональных вкладам в сечение от рассеянной частицы и ядра отдачи без учета интерференции). Соответствующие исправленные формулы были получены Моттом и имеют (в нерелятивистском приближении) следующий вид [c.226]

В присутствии ядра или электрона процесс образования пары Y- Квантом возможен, так как можно распределить энергию и импульс у-кванта между тремя частицами без противоречия с законами сохранения. При этом, если процесс образования пары идет в улоновском иоле ядра, то энергия образующегося ядра отдачи оказывается весьма малой, так что пороговая энергия у-кванта Eq, необходимая для образования пары, практически совпадает с удвоенной массой покоя электрона [c.251]

Остановимся теперь на том, как наблюдается /С-захват. Нейтрино непосредственно зарегистрировать довольно трудно (см. гл. VII, 8) трудно также регистрировать и ядра отдачи. Непосредственно на опыте при /С-захвате наблюдается либо испускание атомами электронов, либо излучение характеристических рентгеновских квантов. Действительно, при поглощении электрона с /С-оболочки в ней образуется незанятое состояние, в которое могут спуститься электроны с более высоких оболочек. При таком переходе должен испуститься рентгеновский квант. Это заполнение вакантного места может произойти и с передачей энергии электрону последней оболочки. В этом случае из атома вылетит электрон с энергией, равной разности энергий последней оболочки и К -оболочки. [c.248]

Теория р-распада отдельного нуклона строится на основе математического аппарата квантовой теории поля, поскольку с помощью этого аппарата можно описывать процессы рождения и поглощения частиц. В квантовой теории поля, как и в нерелятивистской квантовой теории, конкретный вид взаимодействия полностью определяется заданием оператора Гамильтона. Этот оператор Гамильтона действует на векторы состояния, которые имеют довольно сложную математическую природу (являются функционалами). Соответствующий математический аппарат очень сложен. Поэтому мы ограничимся описанием результатов. Из условий релятивистской инвариантности для полного, определяющего Р-рас-падные явления оператора Гамильтона получается выражение, состоящее из довольно большого, но конечного числа слагаемых определенного вида с неизвестным численным коэффициентом при каждом слагаемом. Эти численные коэффициенты могут быть определены только из сравнения предсказаний теории с экспериментальными данными. Для этого следует использовать разрешенные переходы, в которых слабо сказывается влияние структуры ядра. Так, если требовать, чтобы разрешенные Р-спектры имели форму (6.62) с не зависящим от энергии коэффициентом В, то в р-распадном гамильтониане отбрасываются все слагаемые сравнительно сложного вида и остаются только восемь относительно простых слагаемых (их осталось бы всего четыре, если бы в слабых взаимодействиях сохранялась четность). Нахождение коэффициентов при этих восьми слагаемых оказалось громоздкой задачей, решенной лишь к концу пятидесятых годов на основе большого числа различных экспериментов. Укажем, какого рода эксперименты нужны для решений этой задачи. Отличия, как их называют, различных вариантов Р-распада проявляются прежде всего в том, что каждый вариант характеризуется своим отношением числа электронно-антинейтринных (или позитронно-нейтрин-ных) пар, вылетающих с параллельными и антипараллельными спинами. Поэтому существенную информацию о вариантах Р-распада дает изучение относительной роли фермиевских и гамов-теллеровских переходов. Информация о вариантах распада может быть получена также из исследования угловой корреляции между вылетом электрона и нейтрино, т. е. углового распределения нейтрино относительно импульса вылетающего электрона. За счет релятивистских поправок это угловое распределение оказывается неизотропным, причем коэффициент анизотропии мал, но различен для разных вариантов распада. Измерения корреляций очень трудны, так как приходится регистрировать по схеме совпадений (см. гл. IX, 6, п. 3) импульс электрона и очень малый импульс ядра отдачи. Наконец, для однозначного установления варианта Р-распада нужны эксперименты типа опыта By. После длительных исследований было установлено, что в реальном гамильтониане Р-распада остаются только два из всех теоретически возможных слагаемых (эти оставшиеся варианты называются векторным и аксиальным). Тем самым вся теория Р-распада определяется всего лишь двумя опытными константами — коэффициентами при этих двух слагаемых. При этом существенно, что эти две константы определяют не только Р-распадные процессы, но и все другие процессы слабых взаимодействий (см. гл. VH, 8). Сейчас построение теории р-распада нуклонов можно считать в основном завершенным. В гл. Vn, 8 мы увидим, что эта теория является частным случаем общей теории [c.252]

Медленные нейтроны порождают у-кванты путем радиационного захвата (п, v), а эти кванты образуют комптон-электроны, инициирующие химические реакции. При облучении быстрыми нейтронами электроны и возбужденные молекулы образуются еще и ионизированными ядрами отдачи. Так, в среде из водородосодержащих молекул при облучении нейтронами с энергией 2 МэВ половина химических превращений происходит через протоны отдачи, а другая половина — через v-KBaHTbi из реакции п- - p->-d-fY. [c.663]

Суммарная масса покоя частиц до и после реакции не одинакова. При уменьшении массы покоя реакция называется экзоэнергетической, при увеличении — эндоэнергетической. В случае эндоэнергетической реакции для разлета образующихся частиц необходима дополнительная энергия. Величина ее, равная энергетическому эквиваленту изменения массы покоя частиц плюс кинетической энергии ядра отдачи, называется энергетическим порогом реакции. Энергетический эквивалент изменения массы покоя сталкивающихся частиц называется энергией реакции Q. Величина Q зависит от возбуждения остаточного ядра. [c.119]

Коррозия — активные окислы — ядра отдачи. В настоящем разделе рассматриваются процессы, связанные с коррозией поверхностей оболочек твэлов, которые могут привести к значительному выходу активности в контур. Эти процессы можно рассматривать двояко как выход продуктов коррозии либо по модели Велтона и Хесфорда [1] как эмиссию по линейному закону, т. е. прямо пропорциональную поверхностной активности. Выход продуктов коррозии определяется через абсолютную скорость выхода материала г [мг мес) , в составе которого присутствуют радиоактивные ядра. Вторая модель [c.281]

Процесс упругого рассеяния происходит на всех ядрах и при всех энергиях нейтронов. В результате упругого рассеяния нейтрон изменяет направление движения и теряет часть своей энергии (если она выше тепловой), передавая её ядру отдачи. Сечение упругого рассеяния ст, обычно слабо зависит от энергии нейтрона и приближённо равняется геом. поперечному сечению ядра (порядка неск. барн). Угл. распределение нейтронов после рассеяния (в системе центра масс) в большинстве случаев изотропно лишь на тяжёлых ядрах для быстрых нейтронов имеет место нек-рая анизотропия с преимуществ, рассеянием вперёд. Эффект упругого рассеяния непосредственно не влияет на баланс нейтронов, но косвенно сказывается на протекании цепной реакции, т. к. уменьшение энергии нейтронов в общем случае изменяет соотношение между вероятностью вызвать деление и вероятностью захватиться, кроме того, запутывание нейтрона в среде уменьшает вероятность его потери из-за вылета наружу. Ср. потерю энергии нейтроном при одном соударении удобно характеризовать среднелогарифмич. декрементом [c.680]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...