Д.В. Сивухин - Общий курс физики. Том 5. Атомная и ядерная физика (1121281), страница 174
Текст из файла (страница 174)
Мы не будем этого делать, а предпочтем формальный, но более простой путь, нспользуюпйий аналогию между волновой оптикой и классической механикой (см. т. Ю, 2 3, 4). Пусть нсйтрон падает из вакуума на плоскую границу среды. Так как он обладает и волновыми, и корпускулярными свойствами, то показатель преломления н можно определить двояко: либо как отношение фазовых скоростей нейтронных волн в вакууме н среде, либо как отношение скорости самого нейтрона в среде иг к его скорости в вакууме ил.
Ь 99) Нейтороннвл оптика 679 где т — масса нейтрона. Следовательно, Введя сюда длину нейтронной волны в вакууме Л = 6/(тн~), получим 2~УшЛ и =1 — - э 6 Для определения постоянной 11ш/6~ замечаем, что при ~п — 1~ << 1 последняя формула переходит в УтЛ п=1— э 6 Но в этом случае справедлива также формула (99.8).
Из сравнения обеих формул находим 0'т~6э = МЬ/(2я), так что окончательно МЬЛ и =1 — —. я (99.10) МЬЛ > 1. (99.11) В этом случае, согласно формуле (9910), показатель преломления п чисто мнимый. Следовательно, если нейтронная волна падает на поверхность среды из вакуума, то она может проникнуть в среду только на малую глубину, а затем полностью огрвзнться (см. т. Ю, з 64, и. 2).
Условию (99.11) можно придать следующую форму; (99 12) Л > Л„, где (99.13) 10. При выполнении условия (99.9), как уже было отмечено, показатель преломления нейтронных волн весьма близок к единице. Но в зависимости от знака Ь он может быть как меньше (когда Ь > 0), так и больше единицы (когда Ь < 0). В этом одно нз отличий нейтронных волн от рентгеновских, для которых всегда п < 1. Это обьясняется тем, что частота рентгеновских волн всегда больше собственных частот колебаний электронов в атомах.
Энергия же тепловых нейтронов может как превосходить энергии резонансных уровней ядер, так и быгь меньше их. Если и < 1, то при достаточно малых углах скольжения нейтронная волна, падая из вакуума, испытывает полное отражение от границы среды. Более интересен случай ультрахолодных нейтронов, когда выполняется условие Нейтроны и деление атомн к ядер 680 Эта величина называется граничной длиной волны нейтрона, а соот- ветствующие ей энергия и скорость л'ьь 2 2 кт (99. 14) (99.18) 6 игр тЛ,р грани тыми энергией и скоростью нейтрона. Эти величины приведены для некоторых материалов в табл. 19.
Таблица 19 Граничные энергия, длина волны и скорость нейтронов для некоторых материалов 11. Для получения ультрахолодных нейтронов используются ядерные реакторы. При делении ядер урана или плутония в ядерных реакторах получаются нейтроны со средней энергией в несколько мегаэлектронвольт. Они замедляются до тепловых энергий в веществе, окружающем ТВЭЛы с делящимся веществом. При этом возникают и ультрахолодные нейтроны.
Однако их число составляет примерно только 10 ы часть от общего числа нейтронов (если температура замедлителя близка к комнатной). Ультрахолодные нейтроны выводятся из реактора по сильно изогнутой трубе — исйтроноводу. Все нейтроны, за исключением ультрахолодных, не в состоянии преодолеть резкие изгибы нейтроновода и поглощаются его сгенками и окружающим веществом.
Ультрахолодные же нейтроны испытывают полное отражение на границе вакуум среда. Обычно вблизи активной зоны реактора в нейтроноводе помещается дополнительный замедлителеч называемый конвертором. Его полезно охлаждать для увеличения доли ультра- холодных нейтронов. Часто нейтроновод делают наклонным и поднимающимся вверх.
Тогда нейтроны будут испытывать дополнительное замедление под действием силы тяжести. Другой способ получения ультрахолодных нейтронов использует отражение нейтронов от движущегося ( «убегающего е ) магнитного зеркала (принцип работы последнего указан ниже). Удобство этого способа состоит в том, что в нем все приборы располагаются вне защиты реактора. Указанные способы позволяют получать потоки ультрахолодных нейтронов с интенсивностью в сотни нейтронов в секунду с каждого й 99) Нейтронная оптика квадратного сантиметра поперечного сечения нейтроновода. Реально получаемые плотности ультрахолодных нейтронов не превосходят 1 см 12. На полном отражении ультрахолодных нейтронов, удовлетворяющих условию (99.12), основано устройство ловушек ульпграколодкых кейтроиоа, принцип действия которых был указан Я.Б.
Зельдовичем (1914 — 1987) в 1959 г. Ловушка представляет собой полый сосуд, в котором создан вакуум. Ультрахолодные нейтроны, удовлетворяющие условию (99.11) и находящиеся в таком сосуде, падая на его стенки, полностью отражаются обратно, каков бы ни был угол падения. Так действовала бы идеальная ловушка с идеально чистыми и гладкими стенками. В реальной ловушке стенки шероховаты, загрязнены, совершают колебания и т.д. Взаимодействие нейтронов со стенками приводит к их поглощению и нагреванию нейтронного газа. Особенно велико влияние пленки загрязнений, состоящей нз водородсодержащих веществ, в частности воды.
Все это понижает время хранения ультра- холодных нейтронов в сосуде. Все же к настоящему времени удалось довести это время до 1000 с, что практически совпадает со средним временем жизни ней грона до 11-распада; (917:Е 14) с. Ультрахолодные нейтроны могут быть использованы в опьг|ах по обнаружению у нейтрона возможного электрического заряда ь, „и электрического дипольного момента д„, а также для изучения других фундаментальных свойств нейтрона. Опыты показали, что Ч„< 2 10 ще (е — элементарный заряд), а д„< 2 10 гве (см).
13. Нейтроны обладают магнитным моментом д = 6,03 х х 10 гг эВ/Гс. Поэтому нейтронные волны могут рассеиваться не только на ядрах, но и на самих атомах, если их электронные оболочки также обладают магнитными моментами. (Магнитные моменты ядер в тысячи раз меньше и поэтому роли не играют.) Это рассеяние, таким образом, обусловлено не ядерными, а олектромагкитггыми силами. Оно может быть описано аналогично рассеянию на ядрах, а именно с помощью ам китуды магнитного рассеяния кейтроноо. Для магнитных веществ (железо, кобальт, никель и пр.) ядерная и магнитная амплитуды рассеяния одинакового порядка. Если магнитные моменты атомов в веществе ориентированы хаотически, то магнитное рассеяние атомов не когерентно.
Но если их направления упорядочены, то получается когерентное рассеяние с дифракционными максимумами, положение которых определяется магнитной структурой вещества. В качестве примера на применение магнитной нейтронографии укажем, что именно она позволила установить магнитную структуру антиферромагнетиков. Благодаря наличию магии гного момента ультрахолодные нейтроны могут испытывать полное отражение от областей сильного магнитного поля (магнитных зеркал). Для этого магнитный момент нейтрона должен быть ориентирован так, чтобы нейтрон вьпвлкивался из магнитного поля и чтобы его кинетическая энергия б не превосходила дН.
Если )С = 10 "эВ, то должно быть Н > о70 = 1,7 10 Гс. )Гл. Х!Ч Нейтроны и деление атомных ядер 682 Полное отражение нейтронов от магнитных зеркал в магнитном поле позволяет получат~ интенсивные пучки полностью поляризованных нейтронов. Методы магнитной нейтронографии дают информацию об ориентации магнитных моментов каждого из компонентов в бинарных магнитных сплавах. Созданы нейтронные ловушки — нейтронные накопительные.
кольца, использующие иной принцип удержания ультрахолодных нейтронов, чем ловушки, описанные выше. В таких кольцах нейтроны с энергией меньше 2 10 ь эВ удерживаются на орбите с диаметром порядка 1 м неоднородным магнитным полем. Время удержания нейтрона в нейтронных накопительных кольцах сейчас уже превьппает время жизни нейтрона до р-распада. Принцип удержания ульграхолодных нейтронов с помощью неоднородных магнитных полей был предложен в 1960 г.
В.В. Владимирским (р. 1915). Глава ХЪ' НЕКОТОРЫЕ ВОПРОСЫ АСТРОФИЗИКИ 9 100. Источники энергии звезд 1. Звезды излучают энергию за счет происходящих внутри них терл«олдерных реакций. Хотя эта мысль в общей форме давно высказывалась некоторыми учеными, но основанная на ней подробная количественная теория источников звездной энергии была развита Бете (р. 1906) только в 1939 г.
По современным представлениям звезды рождаются из протяженных гвзово-пылевых комплексов, состоящих преимущественно из водорода. Из-за гравитационной неустойчивости газово-пылевой комплекс распадается на множество более мелких частей — облаков. Каждое из этих облаков еще не является звездой. Но облако может превратиться в звезду, если масса его достаточно велика. Поэтому его называют прогпозвездой. В результате гравитационного сжатия протозвезда разогревается. Когда внутри протозвсзды начинают происходить протон-протонные термоядерные реакции и дальнейшее гравитационное сжатие се останавливается силами возросшего газово-кинетического давления, протозвезда и становится звездой.
2. Оценим среднюю температуру звезды к моменту ее образования из газово-пылевого облака. Очевидно, для этого достаточно знать среднюю кинетическую энергию теплового движения частиц звезды. Для простоты будем предполагать, что звезда состоит из водорода, который при высоких температурах в недрах звезды поливать»о иоиизовап, т.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
