Cтраница 3
Имеется еще дополнительное влияние кулоновского поля на дейтрон, а в случае реакции ( d, p) и на вылетающий протон. Помимо этсго, анализ экспериментов включает оценки многократного кулоновского рассеяния дейтрона другими ядрами до реакции и протона после реакции. В цитированной выше статье Сербера и связанной с ней экспериментальной работе Гельмгольца, Мак-Миллана и Сьюэлла были получены убедительные указания на справедливость общей картины. Оказалось, что ширина углового распределения, измеренная для разных ядер как расстояние между точками, где интенсивность составляет половину от максимального значения, описывается формулой 0, 155 - ] - 0, 00060 Z; Z - атомный номер ядра-мишени. Увеличение полуширины было качественно объяснено в работе Сербера. Оценки Сербера показали, что влияние на полуширину кулоновского взаимодействия дейтрона с ядром изменяется примерно как Z2M2 4 а влияние многократного рассеяния пропорционально Z-Q / A, где Q - плотность вещества мишени. Величина Q меняется при изменении материала мишени нерегулярно. [31]
Измерения энергетических распределений в дейтронных реакциях, проведенные Коэном и Фолком [187], по-видимому, подтверждают общий характер выводов. При 0 спектр нейтронных энергий не согласуется с приведенным выше статистическим распределением, характеризуемым определенной температурой, а больше напоминает распределение, вычисленное Сер-бером. Согласно этому распределению, в случае легких ядер, когда кулоновский эффект мал, нейтроны будут обладать энергией 0 5 Ed - 7 5 Мэв, и даже в случае более тяжелых ядер следует ожидать, что эта энергия будет выше, чем по статистической теории. Таким образом, имеется ряд фактов, подтверждающих применимость общих представлений Оппен-геймера и Филлипса и метода Сербера к расчету многих реакций и указывающих на то, что срыв является важным механизмом реакции. [32]
Имеется еще дополнительное влияние кулоновского поля на дейтрон, а в случае реакции ( d, p) и на вылетающий протон. Помимо этсго, анализ экспериментов включает оценки многократного кулоновского рассеяния дейтрона другими ядрами до реакции и протона после реакции. В цитированной выше статье Сербера и связанной с ней экспериментальной работе Гельмгольца, Мак-Миллана и Сьюэлла были получены убедительные указания на справедливость общей картины. Оказалось, что ширина углового распределения, измеренная для разных ядер как расстояние между точками, где интенсивность составляет половину от максимального значения, описывается формулой 0, 155 - ] - 0, 00060 Z; Z - атомный номер ядра-мишени. Увеличение полуширины было качественно объяснено в работе Сербера. Оценки Сербера показали, что влияние на полуширину кулоновского взаимодействия дейтрона с ядром изменяется примерно как Z2M2 4 а влияние многократного рассеяния пропорционально Z-Q / A, где Q - плотность вещества мишени. Величина Q меняется при изменении материала мишени нерегулярно. [33]
Этот метод совершенно общий и формально легко применим даже для негомогенных сред со сложным распределением источников. К несчастью, математический аппарат имеет несколько формальный характер. Более того, даже для систем относительно простой геометрии вычисления получаются очень трудоемкими. Однако имеются задачи в физике реакторов, в которых метод интегральных уравнений действительно легко использовать, и он может дать точные результаты с небольшой затратой труда. Хорошим примером этого метода является метод Сербера - Вильсона, изложенный в гл. [34]
Кусочек алмаза также обнаруживает независимость плотности и энергии связи на атом от размеров; однако причина здесь другая, чем в случае капли жидкого аргона. В алмазе каждый атом углерода связан ковалентно с четырьмя другими углеродными атомами и, таким образом, сильно взаимодействует лишь с этими четырьмя. Пятому атому, который может оказаться рядом с ним, он уделяет мало внимания, ибо химическая связь обладает свойством насыщения; поэтому валентности центрального атома углерода насыщены первыми четырьмя атомами. Насыщение химической связи обусловлено ограниченным числом валентных электронов, которыми обмениваются связанные атомы. Обменный характер ядерных сил приводит к тому, что сильное взаимодействие нуклонов возникает лишь в том случае, когда в своем относительном движении они находятся в надлежащих состояниях. Так, например, упоминавшиеся выше силы Сербера обеспечивают сильное притяжение между двумя нуклонами лишь в том случае, если их относительный момент количества движения равен нулю. [35]
Таким образом, время столкновения может оказаться меньшим, чем в приведенной выше оценке. Следует также отметить, что полуклассическое рассмотрение движения дейтрона может оказаться удовлетворительным при расчете полного сечения, которое будет единственной величиной, вычисляемой таким методом правильно, но в то же время может быть неудовлетворительным при вычислении угловых распределений. Критерий, различающий адиабатические и неадиабатические столкновения, если он действительно верен, следует применять ко всему процессу столкновения в целом, тогда как его выполнение проверено только для наименее чувствительной величины, характеризующей процесс, - полного сечения. В качестве примера укажем на кулоновское возбуждение, для которого известно, что полуклассическое приближение гораздо лучше описывает полное сечение, чем угловое распределение. В расчетах Пизли учитывается кулоновское отталкивание между ядром-мишенью и протоном. Если при более высоких энергиях, которые представляли интерес для проверки расчетов Сербера, роль кулоновского отталкивания была незначительной, то при энергиях, рассматриваемых в работе Пизли, она является одной из главных, и в расчетах Пизли фигурирует кулоновская волновая функция частицы с массой и зарядом дейтрона, но с координатой протона. [36]
При обсуждении угловых распределений мы предполагали, что поле ядра-мишени не влияет на волновую функцию дейтрона. Однако в случае ядра конечных размеров, непрозрачного для протонов, указанное рассмотрение неприменимо. Хотя конечный результат и не совпадает по форме с (44.136), численные значения в конкретных расчетах различаются мало. Согласие с экспериментом для больших углов улучшается лишь весьма незначительно. В области малых углов согласие с экспериментом примерно такое же, как и для приближения прозрачного ядра. Сербер получил в случае Be и U хорошее согласие с экспериментом для обеих формул в диапазоне от 0 до 0 20 радиан. Для U согласие получается несколько лучшим с моделью прозрачного ядра. [37]