Нейтронная и радиационная ширина

Нейтронная и радиационная ширина [c.252]

Остановимся на вопросе о зависимости от энергии нейтронной и радиационной ширины. [c.252]

НЕЙТРОННАЯ И РАДИАЦИОННАЯ ШИРИНА 253 [c.253]

НЕЙТРОННАЯ И РАДИАЦИОННАЯ ШИРИНА 255 [c.255]

НЕЙТРОННАЯ И РАДИАЦИОННАЯ ШИРИНА 257 [c.257]

Рассчитать среднее сечение захвата 5-нейтронов для урана-238 как функцию энергии нейтронов в интервале от 1 до 100 кэв. Считать, что 5о (силовая функция) = 10- О (среднее расстояние между уровнями)= 20 5в и (радиационная ширина) = 0,020 эв независимо от энергии нейтронов. Можно предположить, что нейтронные ширины имеют распределение Портера — Томаса. Значение функции [c.364]

Как правило, резонансы рассеяния наблюдаются для легких ядер, которые характеризуются большим расстоянием между уровнями и, следовательно [см. формулу (35.14)], большой нейтронной шириной Гп. Например, упомянутый выше резонанс рассеяния для Мп имеет Г = 20 эв, которая во много раз превосходит радиационную ширину Г ". У тяжелых ядер ярко выраженные резонансы рассеяния наблюдаются в тех случаях, когда ядра являются магическими по числу содержащихся в них нейтронов (трудность присоединения добавочного нейтрона, т. е. относительная малость Г-i). [c.346]

При стремлении энергии нейтрона к нулю сечение упругого рассеяния стремится к константе, а сечение радиационного захвата растет в соответствии с законом 1/ . Поэтому для очень медленных нейтронов возрастает не только абсолютная, но и относительная роль радиационного захвата. В области густых резонансов интенсивности рассеяния и захвата определяются соответствующими ширинами Г и Гу (гл. IV, 7). Поскольку для каждого ядра радиационная ширина примерно постоянна, а нейтронная ширина Г растете энергией, то для резонансных нейтронов преобладает радиационный захват, а для промежуточных — упругое рассеяние. Для быстрых нейтронов упругое рассеяние по-прежнему играет важную роль. Кроме того, при повышении энергии нейтронов становятся возможными различные эндотермические процессы. [c.534]

Можно, например, говорить о нейтронной ширине радиационной ширине Yn ширинах y . Тр по отношению к вылету а-частицы и протона и т. д., понимая под этими величинами вероятности вылета из составного ядра нейтрона, f-кванта, а-частицы, протона и т. д., измеренные в энергетической шкале. [c.153]

Зная из эксперимента сечение радиационного захвата а Е) как функцию энергии нейтрона, можно найти, пользуясь (25.2), Г и Г . Радиационная ширина составляет для ядер среднего атомного веса около 0,1 eV (возможны вариации в несколько раз в ту или другую сторону). Нейтронная ширина при резонансной энергии 1 eV находится обычно в пределах 10-4—10-2 eV. [c.244]

С увеличением энергии возбуждения нейтронная ширина сильно возрастает. Это связано с тем, что при больших энергиях возбуждения ядро, остающееся после вылета нейтрона, может само по себе находиться в возбуждённом состоянии. Поэтому число возможностей, связанных с вылетом нейтрона, значительно возрастает, что и приводит к сильному увеличению Для ядер среднего атомного веса при энергиях нейтрона — 0,1 MeV нейтронная ширина уже значительно больше радиационной ширины, которая обычно не превосходит — 0,1 eV. [c.253]

Рассмотрим теперь вероятности испускания -кванта и эмиссии нейтрона. Что касается радиационной ширины то, как мы знаем, у обычных ядер eV, причём эта [c.323]

Если деление возможно уже под действием тепловых нейтронов, то ширина деления всегда больше радиационной ширины и полная ширина Г практически совпадает с шириной деления Г . Усреднённое сечение деления близко при этом к сечению образования составного ядра [c.326]

Поскольку рассматривается захват медленных нейтронов, полная ширина Г( л ) определяется главным образом радиационной шириной, которую можно считать практически не зависящей от состояния- решётки. Поэтому в дальнейшем мы пренебрегаем зависимостью Г( л8 ) от состояния решётки и пишем вместо Г( йя ) просто Г. [c.354]

Следовательно, полная ширина энергетического уровня может быть представлена в виде суммы парциальных величин Гv, Гп, Гр..., которые соответствуют различным способам распада возбужденного ядра. Ширина Гт, соответствующая испусканию у-квантов, называется радиационной шириной Гп — нейтронной шириной, Гр — протонной и т. д. [c.180]

Здесь и Е — длина волны и энергия нейтрона, Гп, Г , Г—нейтронная, радиационная и полная ширины резонанса с энергией Eq, I и J — спиновые числа исходного и промежуточного ядер. [c.68]

Вследствие воздействия на, материал нейтронного облучения его свойства суш.ественно изменяются. Изменение кристаллической структуры графита проявляется в росте размера элементарной ячейки вдоль кристаллографической оси с и сокращении— вдоль оси а уменьшении размеров кристаллитов, определяемом по ширине рентгеновских дифракционных линий снижении степени упорядоченности. Поэтому установление общих закономерностей изменения структурных характеристик углеродных материалов в зависимости от условий облучения (дозы,, температуры) и от исходных значений их позволит лучше понять механизм радиационного изменения свойств конструкционного графита. [c.99]

Здесь Г — частичная нейтронная ширина уровня при резонансе Гг,—частичная ширина по отношению к вылету быстрой частицы Ь (в случае радиационного захвата вместо Г , мы пишем r.j) т—полная ширина уровня, %—длина волны падающего нейтрона — значение % при резонансе J и i — угловые моменты составного и исходного ядер s = 4" — нейтрона. [c.242]

Кроме того, существует некоторое ослабление эффектов из-за того, что происходит возрастание сечений реакций (п, у) и (п, /). По-видимому, э к-тивное сечение радиационного захвата возрастает с температурой быстрее, чем эффективное сечение деления, из-за того, что наиболее важные делительные резонансы имеют большие ширины, чем основные захватные. Следовательно, неясно в принципе, приводит доплеровское уширение резонансов в делящемся материале к возрастанию или к уменьшению реактивности системы на быстрых нейтронах. [c.360]

Полная ширина Г, характеризующая вероятность перехода ядра из возбужденного состояния, равняется сумме ширин где — радиационная ширина, —нейтронная и]ирина и т. д. При малых энергиях возбуждения ядро переходит в основ1юе состояние с испусканием y-KBaHTOB, т. е. [c.180]

Малая величина радиационной ширины, как уже указывалось выше, связана с тем обстоятельством, что взаимодействие между излучением и веществом вообще невелико. Подчеркнём ещё раз, что радиационная ширина превосходит нейтронную йЖка в том специальном случае,, когда составное ядро образуется в результате захвата медленного нейтрона, причём ядро не является лёгким. [c.253]

Основная модель колебаний рассматривалась в работе М. А. Криво-глазова и С. И. Пекара [71], в которой уже содержатся основные результаты. В свете современного знания особенно существенно, что в этой работе не упущено сохранение резонансной чисто-электронной линии радиационной ширины при наличии дисперсии частот колебаний. Эта линия, по-существу, такой Яле аналог и предшественник линии Мёссбауэра, как бесфононная линия Лэмба в спектре поглощения нейтронов ядрами в кристалле. [c.23]

Приведённые" статистические соображения теряют свою силу для лёгких ядер в этом случае решающим является то обстоятельство, что взаимодействие ядерных частиц друг с другом гораздо больше, чем их взаимодействие с электромагнитным полем. Поэтому вылет частицы становится более вероятным, чем испускание у-кванта, и соответственно меняется соотношение между частичными ширинами нейтронная ширина становится гораздо больше радиационной (исжлючая, конечно, ислучай совсем медленных нейтронов, для которых нейтронная ширина, пропорциональная скорости, очень мала). Такие соотношения имеют место, например, для Со (при резонансной энергии нейтронов, равной 115 eV) и Мп (при резонансной энергии 300 eV) [c.253]

Если вылет нейтронов по к.-л. причинам затруднен (нанр., вблизи порога вылета нейтронов), время жизни С. я. определяется вероятностью радиационных переходов и достигает очень больших в ядерном масштабе величин, 10 —10 сек. Ширина уровней С. я. Г = ti/x при этом меньше расстояния между ур01я7ямя, а сечение обнаруживает характерные резо1тансы . Это явление описывается резонансной теорией ядерных реакций (см. Брейта—Вигнера формула). При большей энергии, 10 Мэе для средних и тяжелых ядер, ширина уровней С. я. и их густота резко увеличиваются, а сечепие реакции становится гладкой ф-цией энергии (здесь используют приближение черного ядра), причем ядерная реакция приобретает характерные классич. черты (напр., можно говорить о вращении С. я.). В этой области энергий успешно применяется статистич. модель С. я. Еслп ядерпая реакция пдет через малое число каналов, проявляется интерференция состояний С. я. В этих случаях, несмотря на густоту уровней С. я. и их значит, ширину, возникают характерные флуктуации сечения реакции в зависимости от энергии. Они могут быть обнаружены, если нучок частнц достаточно монохроматичен (Д/ < /г/т). [c.587]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...