Высота - кулоновский барьер
Cтраница 2
 |
К пояснению понятия эффективное сечение ядра. [16] |
В среднем одно ядерное превращение на 105 - 108 бомбардирующих частиц является характерным выходом для многих ядерных реакций, вызываемых заряженными частицами с энергией, близкой к высоте кулоновского барьера ядра. Для несколько больших энергий налетающей частицы характерен выход реакции: одно превращение на 104 - 105 бомбардирующих частиц. Когда энергия заряженной налетающей частицы составляет десятые доли высоты кулоновского барьера ядра, наблюдаются выходы реакции; одно превращение на 1010 - 1012 частиц и еще меньшие. [17]
Кроме уже упомянутых приближений, для построения графика зависимости а от Е предполагается, что множитель ( h / Mv) z в (48.79) является постоянным. На самом же деле это, конечно, не так. Однако в области энергий, достаточно малых по сравнению с высотой кулоновского барьера, другие множители изменяются значительно более сильно. [18]
Реакции при средних энергиях сопровождаются обычно испусканием га, р, а, Н3, Не3, d и осколков деления. Относительные вероятности испускания различных комбинаций этих частиц и их полное число зависят, как это и следует ожидать, от природы ядра-мишени, а также от энергии и типа падающей частицы. В реакциях, протекающих через составное ядро, вероятность эмиссии некоторой частицы зависит, в сущности, от суммы ее энергии связи и высоты кулоновского барьера, который она должна преодолеть, чтобы покинуть ядро: чем больше эта сумма, тем меньше вероятность вылета частицы. Это означает, что испускание нейтронов будет, вообще говоря, более предпочтительным. [19]
Сербером разбирался также еще один эффект кулоновского поля, указанный Мак-Милланом. Кинетическая энергия дейтрона, когда он достигает ядра, уменьшается из-за действия кулоновского барьера. Поэтому центр энергетического распределения нейтронов смещается вниз примерно на Еь / 2 ( - 7 Мэв для U), где Еь - высота кулоновского барьера. [20]
Реакции при средних энергиях сопровождаются обычно испусканием га, р, а, Н3, Не3, d и осколков деления. Относительные вероятности испускания различных комбинаций этих частиц и их полное число зависят, как это и следует ожидать, от природы ядра-мишени, а также от энергии и типа падающей частицы. В реакциях, протекающих через составное ядро, вероятность эмиссии некоторой частицы зависит, в сущности, от суммы ее энергии связи и высоты кулоновского барьера, который она должна преодолеть, чтобы покинуть ядро: чем больше эта сумма, тем меньше вероятность вылета частицы. Это означает, что испускание нейтронов будет, вообще говоря, более предпочтительным. II) указывает на то, что энергия свя - зи нейтрона возрастает при сдвиге с кривой стабильности в область нейт-роно-дефицитных ядер; таким образом, испускание заряженных частиц также может оказаться существенным. Этот эффект особенно значителен для компаунд-ядер с атомными номерами ниже примерно 30, у которых кулоновский барьер еще не слишком высок, а энергия связи нейтрона довольно быстро возрастает с увеличением недостатка нейтронов. Представляется интересным далее отметить на рис. 59 большую вероятность испускания компаунд-ядром Ni58 протона, а не нейтрона, несмотря на то что энергия связи нейтрона меньше суммы высоты кулоновского барьера и энергии связи протона. Этот факт объясняется особыми свойствами конечных ядер ( Ni57 и Со57 в этом случае), зависящими от числа протонов и нейтронов в них. [21]
Страницы: 1 2