- •Глава 1.Строение и основные характеристики атомных ядер
- •§1.1. Протонно-нейтронная структура ядра.
- •§1.2. Электрический заряд ядра
- •§1.4. Энергетические характеристики ядра
- •§1.5. Размер ядра
- •§1.6. Спин, магнитный и электрический моменты ядер
- •1. Спин ядра
- •2. Магнитный момент ядра
- •3. Электрический момент ядра
- •§1.7.Возбужденные состояния ядер
- •§1.8.Четность
- •§1.9. Ядерные силы
- •§1.10.Изотопический спин
- •§1.11.Статистика
- •Глава 2. Модели атомных ядер §2.1.Необходимость и классификация моделей
- •§2.2.Капельная модель
- •§2.3.Оболочечная модель
- •Глава 3. Радиоактивные превращения ядер §3.I. Определение, виды радиоактивности, радиоактивные семейства
- •§3.2.Основные законы радиоактивного распада
- •§3.3.Активация
- •§3.4. Альфа –распад
- •§3.5.Бета –распад
- •§3.6.Гамма–излучение ядер
- •Глава 4. Ядерные реакции §4.1.Основные понятия иклассификация
- •§4.2.Механизм ядерных реакций
- •§4.3.Сечения ядерных реакций
- •§4.4.Законы сохранения в ядерных реакциях
- •§4.5.Кинематика ядерных реакций. Импульсная диаграмма
- •§ 4.6.Реакции под действием заряженных частиц
- •1. Общие свойства
- •2. Реакции под действием α-частиц
- •3. Реакции под действием протонов
- •4. Реакции под действием дейтонов
- •§4.7.Термоядерный синтез
- •§4.8.Фотоядерные реакции
- •§4.9. Реакции под действием нейтронов
- •1. Основные свойства нейтронов
- •2. Источники нейтронов
- •3. Энергетические группы
- •4. Взаимодействие нейтронов с ядрами
- •5. Резонансные процессы
- •Глава 5. Деление ядер §5.1. Открытие и капельная модель
- •§5.2. Основные свойства вынужденного деления
§ 4.6.Реакции под действием заряженных частиц
1. Общие свойства
Реакции с заряженными частицами (протонами, -частицами, дейтонами и другими ядрами) имеют характерные особенности, ненаблюдаемые в реакциях под действием γ-квантов и нейтронов.
1. Наличие электрического заряда у частицы и ядра-мишени вызывает между ними кулоновское отталкивание. Чтобы заряженная частица аи ядро-мишеньАмогли вступить в ядерное взаимодействие, частицаавСЦИдолжна иметь кинетическую энергиюТа, больше высоты кулоновского барьераВk(см. (1.9.2)). В случаеВk >Та заряженная частицааможет достичь области действия ядерных сил путем туннельного перехода сквозь кулоновский барьер (см. §3.4), но такой способ имеет малую вероятность, которая быстро уменьшается при уменьшенииТа.
2. Даже если кинетическая энергия заряженной частицы при входе в мишень превышает высоту кулоновского барьера, это еще не означает, что она обязательно испытает ядерное взаимодействие и вступит в реакцию. При движении в мишени заряженная частица испытывает многократные взаимодействия с атомными электронами, в результате которых кинетическая энергия частицы расходуется на ионизацию и возбуждение атомов мишени. Энергия, теряемая заряженной частицей при движении в среде, составляет около 35 эВв одном акте ионизации. В итоге кинетическая энергияТ(х) частицы становится тем меньше, чем больший путь она прошла в веществе мишени. Сечение ионизации атомаион~10-16см2,тогда как типичное сечение ядерной реакции реак~ 10-24см2. Если даже начальная кинетическая энергия заряженной частицыана1МэВпревышает высоту кулоновского барьера, то она испытаетn ≈ 3104ионизационных взаимодействий, прежде чем ее кинетическая энергия сравняется с высотой кулоновского барьера. Эффективное сечение процесса потери такого количества энергии составит (ион)пот =ион/n≈ 310‑21 см2, т.е. вероятность ядерной реакции оказывается в тысячи раз меньше вероятности потерять энергию на ионизацию. Поэтому у подавляющей части заряженных частицакинетическая энергия становится меньше высоты кулоновского барьера, и они не могут эффективно взаимодействовать с ядром-мишеньюА.
Рассчитаем выход ядерной реакции (см. §4.3) под действием заряженных частиц. Пусть на мишень падают заряженные частицы с плотностью потока Ф0(рис. 4.6.1) и энергиейТ0. Мишень считается толстой, если средний пробегRчастиц меньше толщины мишени. Число реакций на единице площади мишени в слоеdxна глубинеxв единицу времени равно (см. (4.3.11))
. |
(4.6.1) |
Здесь нельзя пренебречь зависимостью отх, так как энергия заряженных частиц уменьшается с ростом путих, пройденного частицей в мишени. Однако плотность потока частиц в мишени практически не меняется, так как доля ядерных взаимодействий ничтожно мала, а в результате ионизационных процессов сами частицы не исчезают, а только уменьшается их энергия. Поэтому, вместо (4.6.1) можно записать:
. |
(4.6.2) |
Полное число реакций в мишени на единице площади в единицу времени получим, выполнив интегрирование (4.6.2) в пределах от 0 до R:
. |
(4.6.3) |
Учитывая, что T = T(x), произведем в (4.6.3) замену переменнойхна переменнуюТ:
. |
(4.6.4) |
При записи (4.6.4) учтено, что функция удельных потерьэнергииdT/dx < 0.
Тогда по определению выход ядерной реакции под действием заряженных частиц будет равен
. |
(4.6.5) |
Зависимость Y(T0)- называется функцией возбуждения реакции.
Если экспериментально определить зависимость Y(T), то из (4.6.5) следует, что
. |
(4.6.6) |
Если известна функция удельных потерь dT/dxот кинетической энергии заряженных частиц в веществе мишени, с помощью (4.6.6) можно определить зависимость сечения реакции от кинетической энергии бомбардирующих частиц:
. |
(4.6.7) |