1626435893-691da8e1223766775fc277661dcb4565 (844331), страница 70
Текст из файла (страница 70)
Правда, это значение существенно больше, чем сечение взаимодействия быстрого нейтрона с ядрами (примерно 1О зв смэ), однако если учесть, что в процессе взаимодействия с электроном нейтрон теряет лишь ничтожную часть своей энергии (около 10 эВ), тогда как при ядерном столкновении может потерять значительную ее долю (при лобовом столкновении с протоном †в), то понятна малая роль ионизационных потерь при движении нейтрона в среде. Эффект от взаимодействия магнитных моментов нейтрона и электрона становится заметным только тогда, когда в овнниаавво Мйяегои Рванет.ОРЬув, Кев.
1лп. 1977. то1. 38. №23. Р. 1368 — 1372. *' Значение ом10 зз смз относитсв к одному электрону. Однако пересчет на атом мало изменяет это значение, так как в атоме немного слабосвазаннык (Е.т !О эв) электронов. 348 Глава 13~. Взаимодеясзнвие часовав и излучения с вещепивом магнитные моменты всех электронов ориентированы одинаковым образом (в ферромагнетиках). В этом случае взаимодействие магнитных моментов нейтрона н электронов приводит к макроскопичес кому эффекту дополнительного рассеяния, изучение которого позволяет оценить магнитный момент нейтрона (см. В 5, п.
4). Кроме магнитного взаимодействия нейтронов с электроном должно также наблюдаться их электрическое взаимодействие. В п. 5 я 5 отмечено, что наличие у нейтрона магнитного момента можно понять, предположив, что часть времени своего существования нейтрон состоит из двух частиц с разноименными электрическими зарядами. В связи с этим нейтрон должен обладать распределенным электрическим зарядом, который и будет взаимодействовать с зарядом электрона. Однако это взаимодействие еще более слабое, чем магнитное. Основным видом взаимодействия нейтронов с веществом является нх взаимодействие с атомными ядрами.
В зависимости от того, попадает нейтрон в ядро или нет, его взаимодействие с ядрами можно разделить на два класса: 1) упругое потенциальное рассеяние на ядерных силах без попадания нейтрона в ядро (л, и) 2) ядерные реакции разнйх типов: (л, т), (л, р), (и, и), реакция деления и др.; неупругое рассеяние (и, л'), упругое рассеяние с заходом нейтрона в ядро — упругое резонансное рассеяние (л, л),. Относительная роль каждого процесса определяется соответствующим сечением.
В некоторых веществах, для которых роль упругого рассеяния относительно высока, быстрый нейтрон теряет свою энергию в серии последовательных актов упругого соударения с ядрами вещества (замедление нейтронов). Процесс замедления продолжается до тех пор, пока кинетическая энергия нейтрона не сравняется с энергией теплового движения атомов замедляющего вещества (замедлителя). Такие нейтроны называются тепловыми. Дальнейшие столкновения тепловых нейтронов с атомами замедлителя практически не изменяют энергии нейтронов и приводят только к перемещению их в веществе (диффузия тепловых нейтронов), которое продолжается до тех пор, пока нейтрон не поглотится ядром.
Вопросы взаимодействия быстрых и медленных нейтронов со средой чрезвычайно важны при рассмотрении различных задач нейтронной физики и, в частности, для конструирования ядерных реакторов. Некоторые из этих вопросов, например замедление быстрых нейтронов, было бы уместно рассмотреть в настоящей главе на основе импульсной диаграммы. Однако у 30. ВзиммОд6йя$6ВФ 7-$иВучиймВ с мщяоиюОм 349 тесная взаимосвязь всех перечисленных выше процессов взаимодействия нейтронов со средой требует их совместного рассмотрения (см. гл. У1). $ 30. Взаимодействие Т-излучения с веществом Если не считать ядерных реакций под действием т-излучения (ядерного фотоэффекта), которые рассмотрены в гл.
ХП, то основными видами взаимодействия Т-излучения с веществом являются фотоэффект, эффект Комптона и образование электрон-позитронных пар. 1. ФОТОЭФФЕКТ Фотоэффектом называетея такой процесс взаимодействия Т-кванта с электроном, связанным с атомом, при котором электрону передается вся энергия Т-кванта, при этом электрон выбрасывается за пределы атома с кинетической энергией: т,=к,-~,— т„, (30.1) где ń— энергия 7-кванта; 4 — потенциал ионизации с-й оболочки атома; Т вЂ” энергия отдачи атома (Т„~4).
Очевидно, что їри Е„<Л, фотоэффект возможен только на Е-, М- и т. д. оболочках и невозможен на К-оболочке, при Е„(Гь фотоэффект возможен только на М-, Ж- и т.д. оболочках и невозможен на К- и Е оболочках й т. д. Освободившееся в результате фотоэффекта место на электронной оболочке заполняется электронами с вышерасположеинмх оболочек. Этот процесс сопровождается испусканием рентгеновского излучения или, испусканием электронов Оже (непосредстаенная передача энергии возбуждения атома электропу этого же атома — процесс, аналогичный явлению внутренней конверсии, рассмотренной в $ 19).
Процесс фотоэффекта невозможен на свободном электроне (не связанном с атомом). Это следует из несовместимости законов сохранения энергии и импульса с обратным предположением. Действительно, согласно (27.6) ~ — ) > — ~ М- ма-' т. е. 7-квант не может отдать свободной частице всей своей энергии (ИЕ„>НЕ„„при йр„=йр„„). Таким образом, для фотоэффекта весьма существенна связь электрона с атомом, которому передается часть энергии фотона.
Фотоэффект 350 Глина Зй'. Вваииадсйствие частиц и ихп чечин с веществал~ возможен только на связанном электроне. Чем меньше связь электрона с атомом по сравнению с энергией фогона, тем менее вероятен фотоэффект. Это обстоятельство определяет все о е, т„ тт основные свойства фотоэффекта: ход сечения с энергией, соотношение вероятностей фотоэффекта на разных электронных оболочках и зависимость сечения от заряда среды. На рис.
163 изображен ход сечения фотоэффекта с энергией у-квантов. Из рисунка видно, что при больших энергиях у-квантов (для которых все электроны атома слабо связаны) сечение мало. По мере убывания , (возрастания связанности электронов, отнесенной к энергии у-квантов 1к~Е„) сечение возрастает сначала по закону 1/Е„, а затем (по мере приближения Е„ к 1к) по более сильному закону 1|Е„'' . Рост сечения продолжается цо тех пор, пока Е„ не сделается равной потенциалу ионизации для К-оболочки (Е„= ек).
Начиная с Е, < 1к фотоэффект на К-оболочке становится невозможным и сечение фотоэффекта определяется только взаимодействием у-квантов с электронами Е-, М- и т. д. оболочек. Но электроны этих оболочек связаны с атомами слабее, чем электроны К-оболочки. Поэтому при равных энергиях у-квантов вероятность фотоэффекта электрона с Е-оболочки (а тем более с М-оболочки) существенно меньше, чем с К-оболочки. В связи с этим при Е, =- 1к на кривой сечения наблюдается резкий скачок. При Е„(!к сечение фотоэффекта снова начинает расти, так как опять возрастает относительная связанность электрона Iь~бс„. Рост прекращается при Е,=(ь, где наблюдается новый резкйй скачок сечения, и т.
д. Вероятность фотоэффекта очень резко зависит от заряда У атома, на котором происходи~ фотоэффект: оФ.,-Л'. Это объясняется опять-таки различной связанностью электронов. В легких элементах (нри малых У) электроны связаны кулоновскими силами ядра относительно слабее, чем в тяжелыж Таким образом,. для сечения фотоэффекта получается следующая зависимость от энергии у-излучения и заряда среды; оФса У 1Е„длЯ Еч))1к и (30.2) стФ,„-У5/Е7" лля Еч>гк, 5 30.
Взаимодействие т-излучения с веисепивом 351 Фотоэффект особенно существен для тяжелых веществ, где он идет с заметной вероятностью даже при высоких энергиях у-квантов. В легких веществах фотоэффект становится заметен только при относительно небольших энергиях 7-квантов (см. п. 4 этого параграфа). Формулы для сечент фотоэффекта получены методами квантовой электродинамики и выглядят следующим образом: (п,)к=1,09.10 ео Лз(13,61/(/еиЦ"" при малых 1п; (ойв,)кв— в 1,34 10 зэ Уз/(Ьи) при Ьи~зпвсз, (30.3) где о — в ем*, а йи — в эВ для верхней формулы и в МзВ для нижней. Формулы (30.3) позволяют подсчитать сечение фотоэффекта на электронах К-оболочки. Как уже указывалось, относительный вклад в сечение за счет фотоэффекта на Е-, М- и других оболочках невелик. Расчет дает для отношения сечений фотоэффекта на разных оболочках значения оь/ока!/5 и оев/осам!/4 (т.
е. азе/ок !/20). (30.4) Экспериментальная проверка первого соотношения подтвердила этот результат. Поэтому при вычислении полного сечения фотоэффекта перед формулой (30.3) ставят коэффициент 5/4. Для дифференциального сечения фотоэффекта прн Езмкт,с~ формула имеет следующий вид: вйт<„з — — 4 /2 — згвз(швсз/Ез)зд а(п'Осок <р х х(1+4Дсоз О)с/й, (30.5) где Х вЂ” заряд атома; г,=е'/(т,сз)вв2,8 10 'з см — классический радиус электрона; Π— угол между импульсом у-кванта ™ т и импульсом электрона р„ф — угол между плоскостями р„р„) и (Е, р„), рте/с. Из формулы (31.7) следует, что фотоэлектроны, вызванные очень мягкими (длинноволновыми) у-квантамн, испускаются поеимущественно в направлении электрического вектора Е; с ростом энергии Е„ распределение электронов вытягивается вперед (рис. 164, д й б соответственно).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
