Канальный кипящий графитовый реактор Реакторы водо-водяного типа Реакторы на быстрых нейтронах Задачи по физике ядра Испытания ядерного оружия

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

.

Альтернативная гидроэнергетика Энергетика

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.


На главную