Л.Л. Гольдин, Г.И. Новикова - Квантовая физика. Вводный курс (1129347), страница 79
Текст из файла (страница 79)
Вероятность вступления в ядерную реакци1о заряженной частицы, даже еще не потерявшей нсей своей энергии на ионизационное торможение, г Ионизацня, возникающая вдоль траектории частиц, используется для их регистрации с помощью таких приборов, как ионизационная камера, пропорциональный счетчик, счетчик Гейгера — Мюллера и др. э?6. ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЯДЕРНЫХ РЕАКЦИЙ 389 невелика. Ядерные силы в отличие от дальнодействующих электромагнитных сил — короткодействующие, а подойти на близкое расстояние к ядру заряженной частице мешает кулоновский потенциальный барьер, и энергия частицы может оказаться недостаточной для его преодоления.
Поэтому ядерные реакции с участием заряженных частиц происходят редко. Альфа-частицы, испускающиеся радиоактивными изотопами, могут вступать в ядерные реакции только с легкими ядрами. Чтобы заряженные частицы могли вызвать ядерные реакции на средних и тяжелых ядрах, их необходимо «ускорять» Мы подошли к выводу, что самыми «удобными» для осуществления ядерных реакций частицами являются нейтроны, т. к.
они не тратят энергию на ионизационное торможение и между ними и ядрами нет кулоновского барьера. И действительно, ядерных реакций с участием нейтронов известно так много и они имеют такое большое научное и практическое значение, что их часто выделяют в отдельный раздел ядерной физики — нейтронную физику. Наиболее интересные и важные реакции из этого раздела мы и будем рассматривать в первую очередь. Но сначала введем характеристики ядерных реакций, без которых невозможно их описание. Э 76.
Основные характеристики ядерных реакций Законы сохранения в ядерных реакциях, Энергия реакции. Для ядерной реакции между частицей а и ядром А, в результате которой образовались частица Ь и ядро В, принята запись: а Н- А — ~ 6- В+ Ек, или короче А(а5)В. Здесь ек' — энергия реакции. В этом процессе, как всегда, выполняются законы сохранения зарядового числа (л, + УА = Уь+ Ун) и массового числа (А, + Ал = Аь + Ав), законы сохранения полной энергии и импульса. Наиоолее часто ядерные реакции происходят по схеме «пучокмишеньгь В этом случае в лабораторной системе координат (ЛСК) ядро А покоится: ТА =- О.
Энергия ф выделяющаяся в реакции, распределяется между продуктами реакции и по определению равна: (15.1) Е„) = (Ть+ Тн')-Т,. Из закона сохранения полной энергии (полная энергия 1-й частицы Е, = —.— т,,са 1- Т,) с учетом (15,1) получаем: ек .—... (ги + 1УА)са — (ень+ ЛХИ)с~, или: (К (МэВ) — 931,5 (МэВ /а,е.м,) ((т + йХА) — (пгь+ лхп))(а.е.м.). (15.2) ГЛАВА 15 390 Ядерные реакции могут идти как с выделением энергии (ь) > 0), так и с затратой энергии (бэ ( 0). При 1! = 0 реакции происходят без изменения природы частиц и, если они идут под действием ядерных сил, называются реакциями упругого рассеяния, В этих реакциях энергия частиц, перераспределяется между рассеянными частицами и ядрами отдачи, но изменения структуры ядер не происходит.
Если Я ( О, то реакции являются и о р о г о в ы м и и идут только при Т„> Т„п,р. Очевидно, что Т, „р >,:12!. Применив к пороговым реакциям законы сохранения энергии и импульса, получаем для Та „,,: Т„.„= ~1;Р: а перв (15.3) Заметим, что если ядерная реакция й(а,Ь)В возможна, то н обратная реакция В(Ьа)А тоже возможна. Но если в первой реакции С) > О, то во второй реакции Е2 имеет обратный знак, т.е.
зта реакция является пороговой. Рассмотрим несколько примеров ядерных реакций. Первой наблюдавшейся ядерной реакцией, происходящей при прохождении а-частиц через воздух (Резерфорд, !9!9 г), была реакция: т ~" Р ез О'пе' Расчеты по формулам (15.2) и (!5.3) дают для этой реакции: ГР = — —. --1,20 МэВ и Т„„р = 1,54 МэВ. Высота кулоновского барьера между сг-частицами и ядрами азота еще больше: 4 МэВ. Но среди ггчастиц, испускаемых радиоактивным источником, были частицы с достаточно большой энергией, и реакцию удалось наблюдать.
На рис. !60 приведена фотография этой реакции в камере Вильсона, Частицы (ы-частица, ядро в~~О и протон р) создают на своем пути в камере ионы, служащие центрами конденсации капелек жидкости из пересыщенного пара, заполняющего рабочий объем камеры. Ионизирующая способность частиц пропорциональна квадрату заряда частиц, поэтому след протона получился тонким по сравнению со следами о-частиц и ядра зтО.
Как уже обсуждалось выше, между нейтронами и ядрами нет кулоновского барьера. И если для какой-либо реакции ьз > О, то реакция может идти при любой энергии нейтронов. Например, реакция п+ ~~В --т 1й+ ~~о+ 2,79 МэВ широко используется для регистрации медленных нейтронов с помощью пропорциональных счетчиков, заполненных содержащим бор газом ВЕз. Продукты реакции обладают высокой ионизирующей способностью, и на э 76.
Основные хАРАктеРистики ЯДеРных РеАкЦий 391 Рис. 160. Реакция ззтХ(ор)ззтО, зарегистрированная в камере Вильсона. выходс счетчика создается импульс, достаточный для последующей регистрации. Однако свободных нейтронов в окружающем нас пространстве практически нет. Их нужно получать. Удобной реакцией для получения нейтронных потоков является реакция .",о Ч-~~Во — е~ С+ и —, 57МэВ или ~зВе(оп)а~аС, в которой н были открыты нейтроны (Чадвик, 1932 г). Высота кулоновского барьера между а-частицей и ядром берилня невелика, и энергии а-частиц от радиоактивных изотопов для этой реакции вполне хватает. В источниках этого типа в качестве осизлучателя чаще других используется изотоп ззэРЦ.
Источник, содержащий смесь соли плутония с активностью А = 1 Ки с порошком берилия, испускает 10а нейтро- ГЛАВА 15 392 Эффективные сечения и выходы ядерных реакций являются вероятностными характеристиками ядерных реакций. С эффективными сечениями гг мы уже встречались в 9 35 и 947. Физический смысл эффективных сечений во всех случаях одинаков. Измерение эффективных сечений ядерных реакций в реальных физических экспериментах является трудной задачей. Непосредственно измеряемой величиной является вы х од реакции ш — отношение числа зарегистрированных в мишени ядерных реакций Ья к числу частиц йГ, прошедших через мишень; ю =- ЬЖ/Х.
В тонкой мишени число ядерных реакций невелико, и число частиц, проходящих через такую мишень, можно считать неизменным. В такой мишени ЬХ пропорционально йг, концентрации ядер по, толщине мишени Лт, а также эффективному сечению гг, являющимся коэффициентом пропорциональности, характеризующим вероятность реакции одной частицы конкретного сорта с одним конкретного сорта ядром. Итак, в тонкой мишени: ЬДГ = ДгпоЛиаг, ш = ЬДг/Дг = пвЬха.
и гг = ш/посХл. (15.4) Измеряется а в сма и барках (напоминаем, что 1 бари = 10 зз смз). В тонких мишенях выходы реакции могут оказаться слишком малыми. И тогда приходится использовать «толстые» мишени. В толстой мишени число частиц 7тг(ш), достигших какого-либо слоя Ит, на расстоянии х от поверхности мишени, будет зависеть от этого расстояния (см. рис. 70).
В этом случае для нахождения связи между выходом и~ = = ЛМ/дг и эффективным сечением следует составить диференциальное равенство для убыли числа частиц — дХ, вступивших в реакцию в тонком слое Нл: (15.5) — ИДг = 7У(е)пвгг г1т,. После интегрирования получим: йг(т) .— —. дга ехр( — поггл), (15. 6) где йгв — первичный поток частиц, а Х(ю) — число частиц, не всту- пивших в реакцию при прохождении слоя вещества толщиной л.
Для толстой мишени связь между выходом и и эффективным сечением гг имеет следующий вид: ш .— ~лХ!йго = (Яо — Ж(т))7%о = 1 — ехр( — поох). (15.7) нов в секунду с энергией 1 гн 11 МэВ. В источниках нейтронов могут использоваться также реакции др, типов„например (рп), (г(гг), (-:и) и др. Но самыми мощными источниками нейтронов являются ядерные реак- торы. з?6.
ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЯДЕРНЫХ РЕАКЦИЙ 393 Полный выход реакции ш, легко определить экспериментально, измерив за одинаковые промежутки времени числа частиц перед мишенью и после мишени. Экспериментальное значение полного эффективного сечения гг,"" находится после этого по формуле (15.7) (индексы у ш1 и аг от англ. 1о1а1 — полный). Экспериментальные измерения «парциальныхь сечений, т.е. сечений реакций какого-то одного сорта, являются более трудными (мы не будем останавливаться на методиках этих измерений).
1О м о. Л 1О о о ол од ол ол ол ол о,т ол К,„МэЙ Рис. 161. Сечения расссяния нейтронов на ядрах серы. Эффективные сечения являются константами для конкретных ядерных реакций при конкретной энергии частиц, Поэтому их экспериментальные значения заносятся в таблицы, по ним строятся удобные для использования графики. На рис. 161 и 162 приведены графики зависимости гг от энергии нейтронов для ядерных реакций 1~~5(пи)а~~5 и АР~1п(п-,)зяв)п. На графиках отчетливо проявляются «резонансы», т.е. существование особенно больших значений сечений при некоторых энергиях частиц. И энергии, при которых наблюдаются резонансы, и эффективные сечения в резонансах для этих двух реакций (как и для всех других) — не одинаковы, Такой теории ядерных реакций, которая позволила бы рассчитать сечения хотя бы в резонансах, не существует.
Но понять происхождение резонансов, поведение сечений вблизи них и некоторые другие особенности ядерных реакций можно, познакомившись с теорией с о с т а в н о г о я д р а, созданной Н. Бором на основании анализа большого числа ядерных реакций под действием частиц с небольшой ГЛАВА 15 2,6!О и' и ОО1 ОА 1 И 1ОО Т,эВ Рнс. 162. Сечения реакции "~а1п(пт),',ае1п энергией. Небольшими мы будем считать такие энергии, при которых дебройлевская длина волны частиц * = 11/Р > Тт„, где ˄— радиус ядра, с которым происходит ядерное взаимодействие частицы.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
