С чем взаимодействует нейтрон

01.02.202404.07.2023 admin 0 Комментариев

Взаимодействие нейтронов с веществом

Содержание

Ионизация

Рассеяние

Основная потеря энергии нейтронов происходит на ядрах. При этом различают два типа взаимодействия нейтронов с ядрами [1] : 1) Упругое потенциальное рассеяние на ядерных силах. При этом нейтрон не попадает в ядро, но проходит достаточно близко от него. 2) Ядерные реакции различных типов: (n,γ), (n,p), (n,α), деление ядра, упругое рассеяние с заходом в ядро.

Ядерные реакции

Ядерные реакции как результат взаимодейстия нейтронов с веществом возникает при поглощении нейтрона ядром атома. Существует несколько видов ядерных реакций с участием нейтронов [2] :

Радиационный захват нейтронов

Нейтрон поглощается ядром, а избыток энергии испускается в виде γ-кванта.

При этом часто образуется нестабильное ядро, которое претерпевает β-распад:

Эти реакции характерны для нейтронов с энергиями менее 500 кэВ.

Реакции с образованием протонов

Эти реакции наиболее характерны для нейтронов с энергиями 500 кэВ — 10 МэВ.

Реакции с образованием α-частиц

Эти реакции также характерны для нейтронов с энергиями 500 кэВ — 10 МэВ, однако в некоторых случаях идут на тепловых нейтронах.

Реакции деления

(A,Z) + n = (A1,Z1) + (A2,Z2), где

A1+A2 = A+1; Z1+Z2 = Z; A1: A2 ≈ 2:3.

Возникают при облучении урана и трансурановых элементов нейтронами с энергиями более 1 МэВ. Для некоторых изотопов реакции идут с тепловыми нейтронами. При делении получается огромная энергия (около 200 МэВ на ядро), поэтому реакции используются при получении ядерной энергии (ядерные реакторы, ядерные бомбы).

Реакции с образованием двух и более нуклонов

Реакции типа (n,2n), (n,np), (n,3n) и др. характерны для нейтронов с энергией более 10 МэВ и часто служат детекторами быстрых нейтронов.

Неупругое рассеяние нейтронов

Нейтрон с энергией несколько сот кэВ поглощается ядром, переводит ядро в возбуждённое состояние, после чего вылетает из ядра (нельзя сказать, что вылетел тот же самый нейтрон, поскольку нейтроны в ядре неразличимы), но уже с другой энергией.

Источник

Взаимодействие нейтронов с веществом

В связи с отсутствием у нейтронов заряда, они проходят без столкновений в конденсированных средах сравнительно большие для элементарных частиц расстояния, измеряемые сантиметрами. Процессы взаимодействия нейтронов с веществом определяются как энергией нейтронов, так и атомным составом и состоянием среды. Прохождение через среду «узкого» пучка нейтронов описывается экспоненциальной зависимостью, аналогичной формуле (2.15) для g-квантов

Полное макроскопическое сечение S взаимодействия нейтронов

S = S_s + S_a + S_f ,

(2.32)

где S- макроскопическое сечение рассеяния, включающее в себя сечения упругого и неупругого рассеяний; S_a — макроскопическое сечение, равное сумме сечений всех реакций, сопровождающих поглощение нейтрона; S_f — макроскопическое сечение деления (для неделящихся ядер S_f = 0):

В отличие от сечений взаимодействия g-излучения с веществом сечения взаимодействия нейтронов не являются плавными функциями энергии нейтронов или атомного номера. Сечения нейтронных реакций зависят от энергии нейтронов и значительно различаются для разных элементов и даже изотопов одного элемента (рис. 2.11).

Поскольку явления, происходящие при взаимодействии нейтронов с ядрами вещества, существенно зависят от энергии нейтрона, оказалось целесообразно разделять нейтроны на группы по энергиям, хотя строгой классификации нейтронов по их энергии не существует. Так, в экспериментальной физике нейтроны делят на группы, определяющие тот или иной метод регистрации: тепловые, надкадмиевые (для отсекания нейтронов определенной энергии), резонансные (для выделения нейтронов определенной энергии), быстрые (регистрация по протонам отдачи). В дозиметрии нейтроны делятся по радиобиологическому эффекту, возникающему при взаимодействии нейтронов различных энергетических групп с биологической тканью. Для широкого круга задач условно можно принять следующее разбиение нейтронов по энергиям:

В биологической ткани могут идти все перечисленные выше процессы кроме деления, но роль этих процессов будет различной в зависимости от энергии нейтронов.

Рис. 2.11. Зависимость полных нейтронных сечений Σ от энергии Е для ядер H, O, C, B, Na и Fe

При упругом рассеянии (n, n) нейтрон меняет свое направление, а часть его кинетической энергии передается ядру отдачи. Упругое рассеяние нейтронов возможно при любой энергии нейтронов и на всех ядрах. Начальная кинетическая энергия нейтрона распределяется между нейтроном и ядром отдачи. Ядро при этом остается в невозбужденном состоянии. Из законов сохранения энергии и импульса можно рассчитать энергию, которую получает ядро отдачи e_яд при упругом взаимодействии:

, (2.34)

где e₀ – начальная энергия нейтрона; M, m – массы ядра и нейтрона соответственно; J – угол между первоначальным направлением нейтрона и направлением движения ядра отдачи в лабораторной системе координат.

Максимальная энергия, передаваемая нейтроном ядру (при этом J = p),

(2.35)

а средняя энергия примерно равна половине максимальной энергии e_max:

(2.36)

Из формул (2.35) и (2.36) видно, что чем легче ядра поглощающей среды, тем большую долю энергии теряют нейтроны в процессе упругого рассеяния. Например, при столкновении с ядром атома водорода (протоном) e_max = e₀, при столкновении с ядром атома кислорода e_max = 0,22×e₀, а с ядром атома железа – 0,07×e₀. Получив такую энергию, тяжелое ядро атома начинает двигаться в веществе. При этом атом в целом теряет электроны и становится положительно заряженным ионом. При движении через вещество такой ион производит ионизацию и возбуждение встречных атомов.

Поскольку при упругом рассеянии на водороде (масса протона примерно равна массе нейтрона) передается максимальная энергия нейтрона, лучшими замедлителями являются водородсодержащие среды.

Неупругое рассеяние нейтронов (n, n¢) – рассеяние, при котором часть кинетической энергии нейтрона передается ядру в качестве энергии возбуждения.

Поскольку ядро может находиться только в определенных дискретных возбужденных состояниях, неупругое рассеяние возможно только в том случае, когда энергия нейтрона выше хотя бы первого возбужденного состояния. Возбуждение ядра снимается путем испускания одного или нескольких g-квантов, а спектр испускаемых g-квантов зависит от структуры энергетических уровней возбужденного ядра. Таким образом, неупругое рассеяние характерно только для быстрых нейтронов, оно может происходить на любом ядре, имеющем уровни возбуждения, т.е. на всех ядрах кроме водорода, дейтерия и гелия.

Как правило, энергия порога с увеличением массового числа уменьшается. Например, энергии первого возбужденного состояния ядер элементов 12 С, 56 Fe и 235 U составляют 4,44, 0,845 и 0,007 МэВ соответственно. В среднем, у тяжелых ядер первый уровень возбуждения

100 кэВ, у легких – 0,5 – 5 МэВ. Для биологических объектов неупругое рассеяние малозаметно в формировании дозы нейтронов, а в защитных материалах, таких как железо и бетон, становится существенным. На рисунке 2.12 изображена зависимость сечения неупругого рассеяния нейтронов свинцом, оловом и железом от энергии нейтрона.

Рис. 2.12. Зависимость сечения неупругого рассеяния нейтронов свинцом, оловом и железом от энергии нейтрона

В области энергий нейтронов 5 – 10 МэВ сечение неупругого рассеяния на ядрах тяжелых и средних элементов составляет примерно половину полного сечения. Большой сброс энергии за одно соударение при неупругом рассеянии делает этот процесс очень важным для построения радиационной защиты. Существенно также и то, что процесс неупругого рассеяния практически изотропен.

Радиационный захват (n, g) – это неупругое взаимодействие, приводящее к поглощению нейтрона и образованию возбужденного состояния ядра. Переход ядра из возбужденного состояния в основное сопровождается испусканием одного или нескольких фотонов. Подавляющее большинство нейтронов поглощается в тепловой области энергий, хотя этот эффект может наблюдаться в промежуточной и в резонансных областях. Сечение захвата нейтронов s_захв в низкоэнергетической области обратно пропорционально квадратному корню из энергии нейтрона e_n: .

Радиационный захват может происходить на ядрах почти всех элементов. Фотонное излучение, возникающее при радиационном захвате, имеет очень высокую суммарную энергию (6 – 9 МэВ), поэтому в некоторых практических задачах, например, при проектировании защиты, захватное g-излучение играет определяющую роль в формировании поля излучения за защитой.

Расщепление с вылетом заряженных частиц (n, р), (n, a), (n, d) и т.д. также относится к неупругим взаимодействиям нейтронов с ядрами среды. Реакции расщепления с вылетом заряженных частиц идут тоже с образованием возбужденного ядра и возможны только в том случае, когда быстрый нейтрон передает протону (или a-частице, или дейтрону и т.п.) энергию, достаточную для преодоления потенциального барьера. Расщепление с вылетом заряженных частиц наиболее вероятно для быстрых нейтронов, взаимодействующих с легкими ядрами. При больших энергиях нейтронов (больше 10 МэВ) реакция (n, a) в биологических объектах становится заметной, а при 20 МэВ может формировать до половины дозы, причем на углероде и кислороде протекают реакции (n, a), (n, 2a), (n, 3a) и т.д. Для медленных нейтронов этот процесс маловероятен, за исключением четырех случаев: 6 Li(n, a) 3 H; 10 B(n, a) 7 Li; 3 He(n, р) 3 H; 14 N(n, р) 14 C.

Таким образом, радиационный захват и расщепление с вылетом заряженных частиц приводят к поглощению нейтрона и передаче его энергии вторичному излучению. При упругом и неупругом рассеянии только часть энергии нейтрона преобразуется в энергию заряженных частиц и ядер отдачи. Считается, что образующиеся при взаимодействии нейтронов заряженные частицы и ядра отдачи поглощаются средой вблизи от места своего образования, и наоборот, образующиеся при радиационном захвате g-кванты, имеющие большой пробег, могут выйти из окружающей среды. Также из поглотителя могут выйти и рассеянные нейтроны.

Таким образом, в точке взаимодействия нейтрона с веществом появляются вторичные тяжелые заряженные частицы и фотоны:

Этим частицам и фотонам передается вся энергия, теряемая нейтроном и (или) возникающая в первичном взаимодействии. Вторичные тяжелые заряженные частицы переносят переданную им энергию на очень небольшое расстояние от точки первичного взаимодействия, теряя ее на ионизацию и возбуждение атомов и молекул среды. В итоге в небольшой окрестности точки первичного взаимодействия нейтрона в веществе возникают области с большой плотностью энергии, переданной среде в пределах треков вторичных заряженных частиц.

Глава 3. ХАРАКТЕРИСТИКИ ПОЛЯ ИЗЛУЧЕНИЯ.
БАЗОВЫЕ ДОЗИМЕТРИЧЕСКИЕ ВЕЛИЧИНЫ

Базовые дозиметрические величины служат характеристиками поля излучения и являются мерой взаимодействия поля ионизирующего излучения с веществом. Свойства базовых дозиметрических величин определяются только физическими процессами взаимодействия ионизирующего излучения с атомами и молекулами среды.

Источник

С чем взаимодействует нейтрон

Медленные : энергия Резонансные : 1 эВ ÷ 10 кэВ, Промежуточные : 10 кэВ ÷ 1 МэВ, Быстрые : 1 МэВ ÷ 100 МэВ, Релятивистские : > 100 МэВ.

В таблице 5 приведены области энергий и порядки величин сечений различных ядерных реакций под действием нейтронов.

Упругое рассеяние
(n,n)

Неупругое рассеяние
(n,n’)

Тип реакции

Сечение реакции

Радиационный захват
( n,

)

Идёт на всех ядрах. Сечение: для тепловых нейтронов
варьируется в широком интервале от 0,1 до 10 3 и даже 10 4 барн (

);
для быстрых нейтронов – от 0.1 до нескольких барн.

Сечение варьируется в интервале нескольких барн.

Пороговая реакция.
Сечение по порядку величины несколько барн.

(n,p)

Наиболее важные реакции:

_{тепл.нейтр} = 5400 барн,

_{тепл.нейтр.}=1.75 барн.

( n, α )

Наиболее важные реакции:

_{тепл.нейтр.}=945 барн,

_{тепл.нейтр.}=3840 барн

(n,2n)

Пороговая реакция. Порог

При небольших энергиях (0.01100 эВ) для получения монохроматических нейтронов можно использовать их дифракцию на кристалле. Зависимость энергии нейтронов от угла их отражения от поверхности кристалла φ даётся формулой Брэгга-Вульфа

где m − масса нейтрона, d − расстояние между соседними атомными плоскостями в кристалле, n − целое число (порядок спектра).

Замедление нейтронов. Замедление нейтронов происходит при упругих столкновениях с ядрами, т.к. если до столкновения ядро покоилось, то после столкновения оно приходит в движение, получая от нейтрона некоторую энергию. Поэтому нейтрон замедляется. Однако это замедление нейтронов не может привести к их полной остановке из-за теплового движения ядер. Энергия теплового движения порядка kT. Если нейтрон замедлился до этой энергии, то при столкновении с ядром он может с равной вероятностью как отдать, так и получить энергию. Нейтроны с энергиями kT находятся в тепловом равновесии со средой. Поглощение и диффузия нейтронов происходят как во время замедления, так и после окончания этого процесса.
Практическая важность процесса замедления обусловлена тем, что в большинстве нейтронных источников (реактор, радон-бериллиевая ампула и т. д.) нейтроны рождаются в основном с энергиями от десятков кэВ до нескольких МэВ, в то время, как большинство важных в прикладном отношении нейтронных реакций, согласно закону «1/v», наиболее интенсивно идёт при низких энергиях нейтронов.
Для того чтобы понять основные закономерности процесса замедления нейтронов, рассмотрим сначала среднюю потерю энергии быстрого нейтрона при столкновении с ядром водорода – протоном. Так как массы нейтрона и протона примерно равны, то баланс энергии при столкновении имеет вид

где E₀, v – начальные энергия и скорость нейтрона, v_n, v_p – соответственно скорости нейтрона и протона после столкновения. Поскольку в системе центра инерции рассеяние изотропно, то в среднем протон и нейтрон и в лабораторной системе имеют после столкновения одинаковые энергии (благодаря равенству их масс):

где E₁ – средняя энергия нейтрона после столкновения. Таким образом, в водороде энергия нейтрона в среднем уменьшается вдвое при каждом столкновении. Если нейтрон сталкивается не с протоном, а с более тяжёлым ядром, то средняя потеря энергии при столкновении уменьшается При рассеянии нейтрона на ядре с массовым числом А средняя потеря энергии определяется соотношением

где − среднеквадратичное расстояние, на которое нейтрон уходит от источника в процессе замедления в интервале энергий от 1 МэВ до 1 эВ. Длина замедления в хороших замедлителях имеет порядок десятков сантиметров (табл. 6). Начиная с энергий 0.5÷1 эВ при столкновениях нейтронов с ядрами становится существенной тепловая энергия атомов. Распределение нейтронов начинает стремиться к равновесному, т.е. максвелловскому:

Этот процесс называется термализацией нейтронов.

Диффузия нейтронов. Замедленные до тепловых энергий нейтроны диффундируют, распространяясь в веществе во все стороны от источника. Этот процесс приближённо описывается обычным уравнением диффузии с обязательным учётом поглощения, которое для тепловых нейтронов всегда велико. Основной характеристикой среды, описывающей процесс диффузии, является длина диффузии L, определяемая соотношением

где − среднеквадратичное расстояние, на которое уходит тепловой нейтрон в веществе от места рождения до поглощения. Длина диффузии имеет примерно тот же порядок, что и длина замедления τ Обе эти величины определяют расстояние от источника, на котором будет заметное количество тепловых нейтронов.
В табл. 6 приведены величины τ и L для наиболее употребительных замедлителей. Из этой таблицы видно, что у обычной воды τ что указывает на сильное поглощение. У тяжёлой воды, наоборот, τ Поэтому она является лучшим замедлителем.

Замедлители	τ (см 2 )	L(см)
H₂O (вода)	31	2.72
D₂O (тяжёлая вода)	125	159
Be (бериллий)	86	21
C (графит)	313	58

Величина L зависит не только от собственно диффузии, но и от поглощающих свойств среды. Поэтому L не полностью характеризует процесс диффузии. Дополнительной независимой характеристикой диффузии является среднее время _д жизни диффундирующего нейтрона.

Альбедо нейтронов. Интересным свойством нейтронов является их способность отражаться от различных веществ. Это отражение не когерентное, а диффузное. Его механизм таков. Нейтрон, попадая в среду, испытывает беспорядочные столкновения с ядрами и после ряда столкновений может вылететь обратно. Вероятность такого вылета носит название альбедо нейтронов для данной среды. Очевидно, что альбедо тем выше, чем больше сечение рассеяния и чем меньше сечение поглощения нейтронов ядрами среды. Хорошие отражатели отражают до 90% попадающих в них нейтронов, т.е. имеют альбедо до 0.9. в частности, для обычной воды альбедо равно 0.8. Неудивительно поэтому, что отражатели нейтронов широко применяются в ядерных реакторах и других нейтронных установках. Возможность отражения нейтронов объясняется следующим образом. Вошедший в отражатель нейтрон при каждом столкновении с ядром может рассеяться в любую сторону. Если нейтрон у поверхности рассеялся назад, то он вылетает обратно, т.е. отражается. Если же нейтрон рассеялся в другом направлении, то он может рассеяться так, что уйдёт из среды при последующих столкновениях. Этот же процесс приводит к тому, что концентрация нейтронов резко снижается вблизи границы среды, в которой они рождаются, т.к. вероятность для нейтрона уйти наружу велика.

Источник

С чем взаимодействует нейтрон

Классификация ядерных реакций

Первичную классификацию взаимодействий нейтрона с ядром можно свети к двум процессам: упругому рассеянию в поле ядерных сил (потенциальное рассеяние), либо захвату нейтрона ядром с образованием составного ядра.

Взаимодействие первого типа сопровождается только перераспределением энергии между нейтроном и ядром мишенью.

Сказанное можно записать так:

,	(n,n)	σ_r
,	(n,n’)	σ_in
,	(n,γ)	σ_γ
,	(n,f)	σ_f

(4.29)

(4.30)

(4.31)

(4.32)

Реакция (4.32) – реакция деления – может протекать на тяжелых ядрах, для которых процесс деления один из энергетически выгодных каналов сброса энергии возбуждения.

Источник

Взаимодействие нейтронов с веществом

Отметим особенности взаимодействия нейтронов с веществом по сравнению с заряженными частицами и фотонами. Отсутствие электрического заряда у нейтрона исключает возможности кулоновского взаимодействия, как с атомными электронами, так и с ядрами атомов. Поэтому все процессы определяются ядерными силами, т.е. носят характер ядерных взаимодействий в отличие от атомных для фотонов. Поскольку радиусы ядер примерно на 4 порядка меньше радиусов атомов, нейтронные сечения взаимодействия ниже сечений взаимодействия заряженных частиц и фотонов, и, следовательно, проникающая способность нейтронов выше, чем фотонов и заряженных частиц. Поглощение нейтронов ядрами обычно происходит в течение времени, много меньшего секунды, так что претерпеть β-распад нейтроны не успевают. Поглощение нейтронов ядрами сопровождается появлением вторичных частиц с высокой энергией: γ-квантов, протонов, α-частиц, а в случае деления — ядер-осколков и нейтронов. Хотя диапазон энергий нейтронов, испускаемых источниками излучений, находится в мегаэлектронвольтной области, их замедление в среде расширяет его от 0,01эВ до 20 МэВ (рис.1.3), что на порядки превышает диапазон возможных энергий фотонов; это приводит к большему многообразию возможных процессов взаимодействия.

Все процессы взаимодействия нейтронов с ядром можно разделить на 2 типа: прямое взаимодействие (потенциальное рассеяние) и взаимодействие через механизм образования составного ядра.

При энергиях нейтронов ниже 10 МэВ, как правило, процесс взаимодействия нейтронов с ядром проходит через механизм образования составного ядра. Если в результате этого взаимодействия вновь образуется нейтрон и исходное ядро, то это процесс носит название резонансного рассеяния.

При кинетической энергии бомбардирующих частиц > 10 МэВ, когда нуклоны ядра можно рассматривать, как свободные, возможно прямое взаимодействие без образования составного ядра. Подобный процесс без образования составного ядра возможен и при низких энергиях частиц – это процесс потенциального рассеяния.

С точки зрения переноса частиц в веществе принципиальная разница в механизмах взаимодействия заключается в том, что в реакциях с образованием составного ядра угловое распределение образующихся частиц близко к изотропному, при прямом взаимодействии преимущественным является направление полета образующихся частиц вперед относительно направления движения первичных частиц. Кроме того, для реакций с образованием составного ядра характерна резонансная структура вероятности взаимодействия в зависимости от энергии налетающей частицы, для прямого взаимодействия характерна плавная зависимость этой вероятности.

Качественная картина взаимодействия нейтронов.

Рассмотрим процесс взаимодействия нейтронов с ядром A _ZX через механизм образования составного ядра ( A +1 _ZX) * :

1 ₀n + A _ZX ( A+1 _ZX) * a _zy+ A+1-a _Z-zY +Q (3.41).

Энергетическая схема, поясняющая возможность образования составного ядра ( A +1 _ZX) * и его распада, приведена на рис. 3.11.

Рис. 3.11. Энергетическая схема, иллюстрирующая механизм составного ядра

возможно образование составного ядра, при иных энергиях нейтрона образование составного ядра невозможно. Это отражено на схеме: при Е*₁= Е_св + Е₁ / образуется составное ядро, а при Е*₂= Е_св + Е₂ / его образование невозможно. При малых кинетических энергиях нейтронов, когда поглощение наиболее существенно, сам факт образования составного ядра весьма маловероятен, т.к. расстояние между уровнями возбуждения ядра достаточно велики. Для тяжелых ядер оно составляет примерно 10 эВ, для легких возрастает до 100 кэВ. Это приводит к тому, что в среднем из 100 столкновений на тяжелом ядре лишь при одном выполняется соотношение (3.42). В остальных случаях будут происходить потенциальные рассеяния. Кроме выполнения энергетических соотношений при образовании составного ядра должно выполняться спиновое соотношение. Доля столкновений, которые дают совпадение со спином J уровня составного ядра выражается фактором g= (2J+1)/2(2I+1), где I-спин ядра-мишени, в других случаях также будет наблюдаться потенциальное рассеяние. Низкая вероятность выполнения энергетического и спинового условий приводит к тому, что лишь малая доля столкновений нейтронов с ядром приводит к образованию составного ядра.

Неупругое рассеяние нейтронов ядрами также возможно, но только при очень большой кинетической энергии бомбардирующих нейтронов. При неупругом рассеянии, как и в классической механике, кинетическая энергия уменьшается из-за передачи ее части в виде энергии возбуждения телу-мишени. Минимальная энергия, которая может быть передана ядру, равна его первому возбужденному уровню Е*₁ (см. рис. 3.11). Энергия первого уровня даже у тяжелых ядер, у которых она наименьшая, имеет порядок 0,1 МэВ. Следовательно, неупругое рассеяние возможно только под действием быстрых нейтронов, у которых Е / >Е * ₁.

Поглощение нейтронов происходит при энергии Е_св составляет примерно 10 эВ, и они в диапазоне от 0 до 100 эВ имеют около десятка уровней Е*, распад с которых идет преимущественно по каналу радиационного захвата (n,γ). Среди примерно полусотни легких ядер ни одно из них не имеет ни одного уровня в указанном диапазоне, потому что вероятность уровню оказаться в диапазоне 100 эВ при среднем расстоянии между уровнями 100 кэВ крайне мала. В среднем только одно ядро из тысячи могло бы иметь один уровень в этом опасном с точки зрения возможности поглощения нейтрона диапазоне. Это и является главной причиной слабого поглощения нейтронов легкими ядрами.

Таким образом, лишь при избытке энергии возбуждения над Е_св не более 100 эВ электромагнитные силы успешно конкурируют с ядерными. Но уже при избытке в 1кэВ из ядер испускаются нейтроны с подавляющей вероятностью. Значит, только низко расположенные резонансы являются резонансами радиационного захвата. Резонансы при энергиях более 1 кэВ есть резонансы рассеяния. В резонансах от 100 эВ до 1 кэВ представлены и радиационный захват, и рассеяние.

Каждый из способов реализации возбужденного состояния характеризуется своим парциальным сечением. Таким образом, при взаимодействии нейтронов с веществом в зависимости от их энергии могут происходить упругое и неупругое рассеяние, радиационный захват и ядерные реакции.

Формула Брейта-Вигнера

столкновений, приводящих к образованию составного ядра при выполнении спинового соотношения.

Рис.3.12. Резонансная структура уровней ядра

В формуле (3.43) энергия нейтрона Е / фактически представляет собой энергию нейтрона относительно ядра. При покоящемся ядре различие энергий в системе центра инерции и лабораторной системе координат несущественно. Реально ядра участвуют в тепловом движении и хотя скорости теплового движения много меньше скоростей нейтронов, возбуждающих резонансы, скорость теплового движения ядра оказывает заметное влияние на резонансы, уширяя их. В итоге резонансный пик, сохраняя свою площадь, становится ниже и шире. По аналогии с оптикой изменение формы резонансного пика вследствие теплового движения ядер называется эффектом Доплера. Особенно заметно влияние эффекта Доплера на форму резонансных пиков для значений Г, имеющих близкие величины с тепловой энергией ядер среды. В справочной литературе измеренные параметры резонансов приводятся при нулевой температуре среды уже с поправкой на доплер-эффект.

Радиационный захват.

Реакция радиационного захвата нейтрона (n,γ) протекает по следующей схеме:

₀ 1 n + A _ZX ( A+1 _ZX) * A+1 _ZX + γ (3.45),

т.е. через образование составного ядра. Являясь экзоэнергетической реакцией, радиационный захват возможен на всех ядрах (за исключением 3 Не и 4 Не). Микроскопическое поперечное сечение радиационного захвата определяется формулой Брейта-Вигнера:

(3.46).

Выражая в формуле (3.46) λ и Г_n в явном виде через энергию нейтрона, можно записать:

(3.47),

в которой =4πλ₀ 2 gГ_n₀Г_γ/Г 2 =4πgГ_γ/Г 2 (3.48).

Величины с индексом 0 представляют собой значения при Е / =Е₀, и справедливы соотношения: λ/λ₀ = , Г_n/Г_n₀= , а константа С объединяет константы связи между λ₀ 2 и Г_n₀ и Е₀.

Упругое рассеяние.

В процессе упругого рассеяния сохраняется кинетическая энергия нейтрона в системе центра инерции, а в лабораторной системе сохраняется суммарная кинетическая энергия нейтрона и ядра.

Упругое рассеяние может осуществляться посредством двух различных механизмов. В первом случае процесс происходит по описанному выше механизму с образованием составного ядра, которое распадается с испусканием нейтрона. Поскольку энергия возбуждения обязательно превосходит энергию связи нейтрона, Е*> Е_св, (рис.3.11) распад составного ядра в подавляющем числе случаев сопровождается испусканием нейтрона, а не фотона. Следовательно, наблюдается рассеяние, в данном случае называемое резонансным. Сечение резонансного рассеяния на изолированном уровне, как следует из формулы Брейта-Вигнера, равно:

(3.49).

В тепловой области энергий Г_n 2 +

+ 4πR (3.50)

Неупругое рассеяние.

Процесс неупругого рассеяния (n,n / ) нейтронов происходит в том случае, когда кинетическая энергия (в СЦИ) вылетающего из составного ядра нейтрона меньше энергии первичного, а конечное ядро остается в возбужденном состоянии. Процесс неупругого рассеяния нейтрона может быть схематически представлен в следующем виде:

₀ 1 n + A _ZX ( A+1 _ZX) * A _ZX * + n / A _ZX + n / + γ (3.51)

Для реализации этого процесса нейтрон должен иметь кинетическую энергию, достаточную для образования составного ядра во втором, третьем и т.д. возбужденных состояниях. Это означает, что процесс неупругого рассеяния имеет порог по энергии нейтронов. С увеличением энергии нейтрона сечение неупругого рассеяния возрастает, имея максимумы, соответствующие возбужденным уровням ядра, затем переходит в постоянное значение или немного уменьшается. Неупругое рассеяние при сравнительно небольших энергиях нейтронов (порядка нескольких сотен кэВ) может наблюдаться у тяжелых ядер и зависит от расположения уровней возбужденных состояний конкретного ядра.

Дата добавления: 2018-05-13 ; просмотров: 1067 ; Мы поможем в написании вашей работы!

Источник

Обучающий портал comp.pravanet.ru

С чем взаимодействует нейтрон

Взаимодействие нейтронов с веществом

Содержание

Ионизация

Рассеяние