Рассеяние нейтронов свободными ядрами

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

Рассеяние нейтронов свободными ядрами [c.835]

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]

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

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]

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]

Телеметрическая передача данных. Телеметрическая передача данных со снарядов, снабженных ядерными силовыми установками, усложняется наведенной ионизацией воздуха вокруг реакторного конца снаряда при движении его в атмосфере. Эта ионизация обусловлена столкновениями быстрых нейтронов с ядрами атомов воздуха (ударная ионизация), последующими столкновениями атомов, образованием вторичных электронов при комптоновскОм рассеянии у-фотонов, образованием пар электрон -f позитрон при поглощении фотона в электрическом поле ядра, атома или электрона, а также фотоэлектронами, образующимися в процессе атомного поглощения фотонов [34]. Орбитальные переходы электронов при ион-электронной рекомбинации дают излучения, частоты которых лежат в очень широких пределах однако в плотной атмосфере, т. е. при высотах меньше 30 миль, все возможные частоты достаточно высоки ((свыше 10 Мгц) и находятся в области видимого света. Более длинноволновое излучение будет возникать при возбуждении вращательных степеней свободы молекул для воздуха частоты такого излучения лежат выЩе 40 ООО Мгц. Излучение такого рода не будет являться помехой при телеметрической передаче данных, так как при такой передаче используются относительно низкие несущие частоты (от 100 до 3000 Мгц). Более серьезной проблемой является увеличение проводимости воздуха при увеличении плотности свободных электронов, так как достаточно хорошо проводящий воздух становится плохой средой для распространения электромагнитных волн любой частоты [35]. Уровень электронной и ионной плотности определяется динамическим равновесием скоростей перечисленных выше процессов и скорости процесса рекомбинации. При незначительной парциальной ионизации скорость рекомбинации зависит от ионной и электронной плотности И коэффициента рекомбинации, а следовательно, от плотности воздуха или высоты полета снаряда. [c.541]

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]

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]

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]

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]

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]

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]

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]

Н. устойчивы только в составе стабильных ат. йдер. Свободный Н.— нестабильная ч-ца, распадающаяся по схеме n->p-f-e +Vg бета-распад Н.) ср. время жизни Н. т 15,3 мин. В в-ве свободные Н. существуют ещё меньше (в плотных в-вах — единицы — сотни мкс) вследствие их сильного поглощения ядрами. Поэтому свободные Н. возникают в природе или получаются в лаборатории только в яд. реакциях. Свободные Н., взаимодействуя с ат, ядрами, вызывают разл. ядерные реакции. Большая эффективность Н. в осуществлении яд. реакций, своеобразие вз-ствия с в-вом медленных Н. (резонансные эффекты, Дифракц. рассеяние в кристаллах и т. п.) делают Н. исключительно важным орудием исследования в яд. физике и физике тв. тела (см. Нейтронография). В практич. приложениях Н. играют ключевую роль в яд. энергетике, в производстве трансурановых элементов и радиоакт. изотопов (искусств, радиоактивность), а такй е используются в хим. анализе (активац. анализ) и в геол. разведке (нейтронный каротаж). [c.451]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...