Cтраница 3
Выбивание нуклонов из ядра за счет поглощения у-кван в ( ядерный фотоэффект) и вообще расщепление ядер у - вантами практически не играют роли в поглощении у - ИЗлучения. Порог ядерного фотоэффекта лежит в области энергий 6 - М О Мэв, что - соответствует энергии связи нуклона в ядре. Эффективное сечение процесса, как правило, возрастает при увеличении Z вещества. [31]
Диапазону длин волн - - лучей соответствует диапазон энергий фотонов от десятков тысяч электронвольт до нескольких мегаэлектронвольт. При прохождении у-лучей через вещество ослабление происходит в результате ряда процессов, из которых важнейшими являются следующие: фотоэффект ( точнее, фотоионизация), рассеяние на свободных электронах или эффект Комп-тона и явление образования пар электронов и позитронов. Наряду с этими явлениями происходят и другие явления, например когерентное рассеяние ( рассеяние, при котором длина волны не изменяется), ядерный фотоэффект ( см. стр. [32]
Массы покоя одного протона и одного нейтрона превышают массу покоя одного дейтрона ( ядро атома тяжелого водорода), состоящего из протона и нейтрона. При образовании дейтрона из протона и нейтрона масса покоя системы уменьшается и переходит в массу излучаемого укванта. Это значит, что энергия покоящейся массы переходит в энергию кванта. Наоборот, при ядерном фотоэффекте дейтрон, поглощая у-кват, распадается на протон и лейтрон. При этом энергия кванта лучистой энергии превращается в энергию покоящейся массы. [33]
На пути неизвестного излучения они помещали парафин и наблюдали протоны, выбитые из парафина. Было высказано предположение, что происходит ядерный фотоэффект. [34]
Нестабильное промежуточное ядро может возникнуть, как мы только что видели, путем столкновения двух ядер. Возникающие при этом реакции совершенно аналогичны фотохимическим реакциям, где поглощенный молекулой квант со значительно меньшей энергией тоже вызывает реакцию. Поэтому ядерные превращения, вызванные фотонами, называют также ядерным фотоэффектом. [35]
В некоторых случаях нейтронный активационный анализ оказывается недостаточно эффективным из-за образования при облучении короткоживу-щих радионуклидов или же, наоборот, очень долгоживущих или даже стабильных ядер. В этом случае используют активационный анализ под действием фотонов большой энергии. Образование таких фотонов происходит после торможения пучка ускоренных электронов на мишени из вольфрама или молибдена. При облучении пучком таких тормозных фотонов мишени из исследуемого материала происходит реакция ядерного фотоэффекта АХ ( 7, n) A-1X. Продуктом этой реакции является нейтронно-дефицитное ядро А-1 Х, которое распадается либо с испусканием позитрона, либо с захватом электрона. Как правило, в результате распада получаются ядра в возбужденном состоянии, испускающие один или несколько гамма-квантов. По этой причине определение активности продуктов реакции обычно проводят по гамма-активности на гамма-спектрометрах. [36]
В 1932 г. Чадвик открыл новый вид искусственного расщепления: изучая открытые до него Боте и Беккером лучи, испускаемые ядрами бериллия при их облучении а-лучами полопия, Чадвик доказал, что эти лучи состоят из частиц, масса которых близка к массе протона, а заряд равен нулю. Эти частицы были названы нейтронам и. Нейтроны испускаются при бомбардировке а-частицами ядер бериллия, бора, лития, фтора, алюминия, натрия, магния. Это значение массы нейтрона основано на изучении реакции расщепления диплона ( Н2) па протон и нейтрон у-лучами ( ядерный фотоэффект, открытый Чадвиком и Гольдхабером); масса диплона оказывается меньше суммы масс протона и нейтрона на величину, энергетический эквивалент к-рой - 2 млн. электрон-вольт. Так как нейтроны не обладают электрич. Иногда такое столкновение нейтронов с атомными ядрами приводит к расщеплению этих ядер. [37]
Левинджер [105] произвел расчеты для реакции ( у, р), предполагая, что волновая функция ядра-мишени является произведением волновой функции двух нуклонов, расположенных очень близко друг к другу, на множитель, зависящий от координат остальных нуклонов. В этом отношении его вычисления связаны с вычислениями Хайдмана, о которых мы упоминали в связи с теорией реакций ( п, d) Чу - Гольдбергера. Они связаны также с работой Тамора [106] по захвату я - - мезонов и испусканию протонов, сопровождающему этот захват. В работе Тамора были использованы двухнуклонная и - частичная модели. Сравнения с экспериментом свидетельствуют в пользу последней. Работа Левинджера показывает хорошее согласие с измерениями Левинталя и Силвермена по ядерному фотоэффекту, а также с измерениями Кека, которые в свою очередь находятся в хорошем согласии с данными Левинталя и Силвермена. Общий метод Левинджера соответствует, по его собственному выражению, квазидейтронной модели. [38]
Бракнер, Левинсон и Махмуд [114] исследовали насыщение ядерных сил для быстро изменяющихся потенциалов, следующих из псевдоскалярной мезонной теории ядерных сил, в случае центральных сил, а Бракнер [115] рассмотрел случай тензорных сил. Эта проблема еще раз была рассмотрена Бракнером [116], представившим условия внутри ядра потенциалом, который можно получить с помощью метода самосогласованного поля, существенно отличного от метода Хартри. Принципиальная разница состоит в том, что в методе Бракнера учитывается корреляция между положениями частиц. Методы вычислений, развитые в только что упомянутой работе, были применены Бракнером, Иденом и Френсисом [101] к ядерному фотоэффекту, захвату мезонов, рассеянию протонов протонами в ядрах и рождению мезонов при бомбардировке ядер протонами. [39]