Кулоновский барьер

Cтраница 2

Вследствие малой проницаемости кулоновского барьера в этой области основную роль играют Я. При поглощении нейтрона ядром его длина волны меняется от ft до значений, соответствующих энергии внутри ядра ( неск. Скачок величины длины волны приводит к тому, что поверхность ядра оказывается как бы мало проницаемой для медленных нейтронов. На рис. 3 схематически изображены следующие 3 случая: я) энергия падающей частицы далека от резонанса; амплитуда падающей волны внутри ядра мала; 6) по мере приближения энергии падающей частицы к резонансу амплитуда растет; о) в резонансе амплитуда максимальна. [16]

Появление и влияние кулоновского барьера легко объясняется с помощью по л у эмпирической формулы Вайцзеккера для энергии связи ядер. Пусть ядро изменяет свою форму, например, из сферического становится эллипсоидальным. [17]

Другой путь снижения кулоновского барьера при взаимодействии одноименно заряженных ионов может состоять в образовании промежуточных продуктов с катионными мостиками. [18]

Вследствие малой проницаемости кулоновского барьера в этой области основную роль играют Я. Скачок величины длины волны приводит к тому, что поверхность ядра оказывается как бы мало проницаемой для медленных нейтронов. [19]

Для нейтронов не существует кулоновского барьера, препятствующего сближению бомбардирующей и бомбардируемой частиц. Виды ядерных превращений, вызываемых нейтронами, весьма многообразны. [20]

При этом если высота кулоновского барьера ядра заметно превышает энергию связи дейтона [ Вк AW dH2) ], то поляризация может быть настолько сильной, что приведет к разрыву дейтона на нейтрон и протон, в результате чего один из нуклонов ( обычно нейтрон) захватится ядром, а другой пролетит мимо ядра. Таким образом, в этом механизме реакция типа ( d, p) протекает так, что протон вообще не бывает в ядре. Отсюда и следует большой выход реакции типа ( d, p), если она идет в механизме неполного проникновения дейтона в ядро. [21]

На легкие ядра, где кулоновский барьер невысок, это правило не распространяется. [22]

При низкой энергии бомбардирующих частиц кулоновский барьер препятствует их проникновению в ядро, и сечение мало. [23]

Мэв, что превышает высоту кулоновского барьера. Поэтому интерпретация данных при больших углах не является однозначной. Этот факт можно объяснить различными способами, например влиянием эффектов образования виртуального состояния и эффектов теневого рассеяния ядер N13 на Mg26, которые должны иметь место при таких близких столкновениях. Согласно полуклассическому методу, амплитуда виртуального состояния при наибольшем сближении для столкновений с разлетом на малые углы, по-видимому, не очень сильно отличается от амплитуды для близких столкновений. Однако изменение этой амплитуды со временем имеет осциллирующий характер. Поэтому влияние виртуального состояния на амплитуду реакции с передачей нуклона приводит к интегралу от осциллирующей величины. [24]

Выполняя интегрирование по t для кулоновского барьера, можно получить зависимость постоянной распада от энергии а-частицы, которая экспериментально была найдена Гейгером и Нэт-толом. [25]

Ядерный синтез. [26]

При таких энергиях вероятность преодоления кулоновского барьера отталкивания между ядрами уже достаточно высока ( см. рис. 16.2.1 6) и скорость ядерной реакции достаточна для самоподдерживающейся реакции синтеза. [27]

С ростом атомного номера мишени увеличивающийся кулоновский барьер подавляет во все возрастающей степени эмиссию заряженных частиц; это приводит к тому, что для висмута основными процессами становятся реакции ( р, т), где х - число испускаемых нейтронов, возрастающее с энергией протона и достигающее 4 или 5 при Ер - 50 Мэв. Но даже и в этих условиях испускание протонов все еще наблюдается частично благодаря реакциям, идущим через составное ядро, но в основном за счет прямых взаимодействий. Будут также наблюдаться и ос-частицы, хотя и с малым выходом; в тяжелых элементах энергия связи а-частицы становится отрицательной, что может, таким образом, частично компенсировать возрастание кулоновского барьера. И в этом случае картина взаимодействий остается похожей, ерли облучение проводится а-частицами, причем снова возможно некоторое увеличение выхода а-частиц в результате прямых реакций. [28]

Упругое рассеяние заряженных частиц с энергиями ниже кулоновского барьера ядра-мишени представляет собой описанное в гл. По мере возрастания энергии бомбардирующей частицы последняя может преодолевать кулоновский барьер, достигая поверхности ядра, и, таким образом, в упругое рассеяние будут давать вклад и ядерные силы. У нейтронов, естественно, упругое рассеяние обусловлено ядерными силами при всех энергиях. [29]

Для 3 -распада, как правило, несуществен кулоновский барьер, несмотря на то, что вылетающие позитроны положительно заряжены, а их энергии часто меньше энергий распадныха-частиц. Это связано с тем, что у позитрона очень мала масса и, следовательно, велик импульс. Поэтому позитрон не может долго находиться в ядре без нарушения соотношения неопределенностей. [30]

Страницы: 1 2 3 4