Информатика
Проектирование
Геометрия
Алгебра
Курсовой
Графика
Электротехника
Задачи

Сопромат

Лабораторные
Методика
Физика
Чертежи
Энергетика
Математика
Реактор

Ядерная физика. Атомная энергетика

Излучение Вавилова-Черенкова.

Невелики и потери энергии на световое излучение Вавилова-Черенкова, которое возникает при движении заряженной частицы в среде со скоростью, превышающей скорость света в этой среде.

Заряженная частица, двигаясь внутри диэлектрика с постоянной скоростью, создаёт вдоль своего пути локальную поляризацию его атомов. Сразу же после прохождения частицы поляризованные атомы возвращаются в исходное состояние и излучают электромагнитные волны. При определённых условиях эти волны складываются и наблюдается излучение. Когда скорость частицы больше фазовой скорости света в среде, наблюдается эффект запаздывающей поляризации среды, в результате чего диполи ориентируются преимущественно вдоль направления движения частицы, и волны, испускаемые на различных участках, оказываются в фазе. Т.о. в отдалённых точках будет существовать результирующее поле, причём излучение будет наблюдаться под углом Θ относительно траектории частицы, при котором волны будут когерентны и образуют плоский волновой фронт. Диапазон относительных скоростей, при которых наблюдается излучение Вавилова-Черенкова ; n – показатель преломления, ). В воде (n = 1,33) βмин. = 1/1,33 = 0,75. Для электронов β > 0,75 выполняется при

.

Максимальный угол, под которым наблюдают излучение Вавилова-Черенкова в воде

 

Поскольку , а CosΘ не может быть больше 1, излучение может возникнуть только при наличии среды с n > 1 (т.к. β < 1).

Пороговая скорость заряженной частицы для наблюдения эффекта Вавилова-Черенкова: .

Эффект нашёл применение для детектирования быстрых заряженных частиц, определения их скорости и направления движения.

Общие закономерности радиоактивного распада. Виды распада.

При ядерных превращениях или распадах происходят переходы между различными стационарными состояниями ядер. Ядро в возбуждённом состоянии имеет среднее время жизни τ. Всякое возбуждение описывается волновой функцией, которая убывает со временем по закону

Уровень с τ ≠ ∞ имеет энергетическую неопределённость ∆ E = Γ, которая связана с τ соотношением неопределённостей   (Γ – ширина уровня на половине высоты). Наряду с τ используют понятие периода полураспада T1/2 и константы распада λ = 1/τ. Её смысл – вероятность распада ядра в единицу времени. T1/2 = τ ln 2 – это время, за которое половина ядер испытывает распад.

Если в момент времени t=0 имеется N0 одинаковых радиоактивных ядер, то число радиоактивных ядер в последующие моменты времени определяется законом радиоактивного распада

,

являющегося следствием зависимости от времени волновой функции распадающегося ядра.

Ядро может самопроизвольно переходить в более низкое по энергии состояние (при этом испускается γ-квант) или распадаться на различные конечные продукты. Необходимое условие такого превращения , где mi – масса i-го конечного продукта. Энергия распада .

 Известны следующие виды распада:

α-распад (испускание ядер );

β-распад ;

γ-распад;

спонтанное деление;

испускание нуклонов (одного протона или нейтрона, двух протонов);

испускание кластеров (ядер от 12С до 32S).

На рис. 7.1 приведена NZ – диаграмма стабильных и долгоживущих ядер. Каждому такому ядру соответствует точка на плоскости с осями N и Z и совокупность этих точек образует узкую полосу, называемую линией или дорожкой стабильности. Лёгкие стабильные ядра следуют линии N = Z, а для тяжёлых стабильных ядер N > Z. За такой ход линии стабильности отвечает кулоновское взаимодействие. Без него для всех стабильных ядер было бы N ≈ Z.

На диаграмме пунктиром показаны Bn и Bp – энергии отделения нейтрона и протона (минимальные энергии, необходимые, чтобы удалить нуклон из ядра). Bn = Bp = 0 отвечает ситуации, когда добавляемый к ядру нуклон захватывается ядром, т.е. вне линий Bn = 0 и Bp = 0 ядро долго не может существовать. Между линиями Bn = 0 и Bp = 0, где расположена область нуклидов с энергиями отделения нуклонов > 0, может быть 5000 – 6000 ядер. Эти числа определяют количество ядер, которое может быть получено искусственным путём.

Области ядер с различным типом распада показаны на диаграмме. Отклонение от области стабильности в сторону Bn = 0 (нейтронно-избыточные ядра) приводит к β--распаду . Движение к линии Bp = 0 (протонно-избыточные ядра) ведёт к β+-распаду  или e-захвату . Движение в сторону тяжёлых ядер вдоль линии стабильности ведёт к α-распаду и

 Рис. 22

спонтанному делению. Между линиями Bn = 0 и Bp = 0 находятся ядра, живущие больше характерного ядерного времени τя (10-21 – 10-23 с), которое можно определить как время пролёта испускаемой частицы через ядро. Для релятивистской частицы

.

2. α-радиоактивность.

При Z ≥ 60 появляются нуклиды, нестабильные к α-распаду. Самое лёгкое α-радиоактивное ядро (неодим) испускает α-частицы с Tα = 1,85 МэВ и T1/2 = 2,3 ∙ 1015 лет. Именно α-распад обнаружил Беккерель в 1896 г. Условие распада: M(A, Z) > M(A-4, Z-2) + M(4, 2); M(4, 2) = mα.

  Энергия α-распада

.

Энергии α-частиц заключены в основном в интервале 2 – 9 МэВ, а периоды полураспада в интервале от 3 ∙ 10-7 с () до 2,3 ∙ 1015 лет (). Основная часть энергии α-распада уносится α-частицей и лишь ≈ 2% – конечным ядром.

Вероятность α-распада – произведение двух вероятностей: вероятности образования α-частицы внутри ядра и вероятности для α-частицы покинуть ядро. Первый процесс – чисто ядерный. Его сложно рассчитать. Второй процесс рассчитывается легче и именно он определяет время α-распада. Вероятность α-распада определяется величиной кулоновского барьера.

Ионизационное торможение заряженных частиц. Уравнение Бете-Блоха. Поскольку действие -излучения и нейтронов скорее результат воздействия вторичного излучения, т.е. электронов и протонов отдачи, чем результат их первичных взаимодействий, данные, полученные при изучении взаимодействия заряженных частиц с веществом, можно использовать не только для описания действия быстрых электронов или ионов, но также и для описания воздействия -излучения и нейтронов.

Пробег заряженных частиц в веществе. -электроны. В пучке электронов даже при одинаковой их начальной энергии различные частицы по-разному углубляются в толщу вещества. Это связано с их рассеянием. Лишь некоторые электроны могут пройти весь путь в одном направлении. Минимальная толщина поглотителя, необходимая для полного поглощения энергии заряженной частицы, называется линейным пробегом (). Среднее значение модуля вектора между началом и концом пробега заряженной ионизирующей частицы в данном веществе называется средним линейным пробегом ().

Упругое рассеяние заряженных частиц на ядрах. Ядерное взаимодействие. При пролёте заряженной частицы вблизи ядра передача энергии ядру за счёт кулоновских сил будет невелика. Траектория частицы будет заметно отличаться от прямолинейной, но приближённо и в этом случае можно пользоваться выражением Бете-Блоха (с тем отличием, что mч < Mя, передаваемый ядру импульс будет в Zя раз больше. Zяe – заряд ядра; Ze – заряд падающей частицы; Mя = A ∙ mp).


Курс электрических цепей

Радиосигналы
История искусства
Основы конструирования
Энергосбережение