нижнее белье для полных
მედიცინის კვლევები

   Велика Радянська Енциклопедія

Ядерні реакції

   
 

Ядерні реакції , перетворення атомних ядер при взаємодії з елементарними частинками, g-квантами або один з одним. Для здійснення Я. р. необхідне зближення частинок (двох ядер, ядра і нуклона і т. д.) на відстань ~ 10 -13 см. Енергія налітають позитивно заряджених частинок повинна бути порядку або більше висоти кулонівського потенційного бар'єру ядер (для однозарядних частинок ~ 10 МеВ ). У цьому випадку Я. р.., як правило, здійснюються бомбардуванням речовин (мішеней) пучками прискорених частинок. Для негативно заряджених і нейтральних частинок кулонівський бар'єр відсутній, і Я. р. можуть протікати навіть при теплових енергіях налітають частинок.

Я. р. записують у вигляді: A (a, bcd )B, де А - ядро ??мішені, а - бомбардир частинка, в, с, d - генеровані частинки, В - залишкове ядро ??(в дужках записуються більш легкі продукти реакції, поза - найбільш важкі). Часто Я. р. може йти кількома способами, наприклад:

63 Cu (р, n) 63 Zn, 63 Cu (р, 2n) 62 Zn, 63 Cu (р, pn) 62 Cu, 63 Cu (p, р) 63 Cu, 63 Cu (р, p ') 63 Cu.

Склад зіштовхуються частинок називається вхідним каналом Я. р., склад частинок, що утворюються в результаті Я. р., - вихідним каналом.

Я. р. - основний метод вивчення структури ядра і його властивостей (див. Ядро атомне ). Однак роль їх велика і за межами фізики: реакції розподілу важких ядер і синтезу найлегших ядер лежать в основі ядерної енергетики . Я. р. використовуються як джерело нейтронів, мезонів та інших нестабільних частинок. За допомогою Я. р. отримують понад тисячі радіоактивних нуклідів, застосовуваних у всіх галузях науки, техніки і медицини.

Дослідження Я. р. включають ідентифікацію каналів реакції, визначення ймовірності їх збудження в залежності від енергії бомбардують частинок, вимір кутових енергетичних розподілів виникають частинок, а також їх спина , парності , изотопического спина та ін

Я. р. підпорядковуються законам збереження електричного заряду, числа нуклонів ( баріонів заряду ), енергії та імпульсу. Закон збереження числа нуклонів означає збереження масового числа А. Я. р. можуть протікати з виділенням і з поглинанням енергії Q, яка в 10 6 разів перевищує енергію, що поглинається або виділяється при реакціях хімічних . Тому в Я. р.. можна помітити зміну мас взаємодіючих ядер. Енергія Q, що виділяється або поглинається при Я. р., дорівнює різниці сум мас часток ( в енергетичних одиницях) до і після Я. р. (див. Відносності теорія ).

Ефективний переріз Я. р.. - поперечний переріз, яке потрібно приписати ядру з тим, щоб кожне попадання в нього бомбардуючої частинки призводило до Я. р. (див. Ефективний поперечний переріз ). Ефективні перерізи Я. р. (7 залежать від енергії бомбардують частинок, типу реакції, кутів вильоту та орієнтації спінів частинок - продуктів реакції (s ~ 10 -27 - 10 -21 ). Максимальний перетин Я. р.. визначається геометричними перетинами ядер s макс = pR 2, якщо радіус ядра R більше, ніж довжина хвилі де Бройля частинки . Для нуклонів , коли їх енергія x "10 / A 2/3 . В області малих енергій ? і перетин Я. р.. визначає вже не R, а , наприклад для повільних нейтронів . У проміжній області енергій .

Вихід Я. р. - відношення числа актів Я. р. до числа частинок, що впали на 1 см 2 мішені. Для тонкої мішені і однорідного потоку частинок вихід Я. р. W = n s, де n - число ядер на 1 см 2 мішені. Заряджені частинки, іонізуючи атоми мішені, втрачають енергію і зупиняються. Їх пробіг в мішенях порядку мкм або см в залежності від енергії. Внаслідок виходи Я. р.. також малі (10 -3 - 10 -6 ). Для Я. р.. з частинками високих енергій вихід більше. Для частинок, які можуть викликати Я. р.. при будь енергії (нейтрони, p-мезони), вихід при досить великих мішенях може досягати 1.

Продукти Я. р. утворюються в невеликій кількості: для прискорених налітають частинок порядку декількох мг на годину; в потужних ядерних реакторах (Я. р. під дією нейтронів) - кількох г на годину. Концентрація одержуваних продуктів, як правило, мала. Для їх виділення та ідентифікації використовуються методи радіохімії і мас-спектрометрії. Реєстрація продуктів Я. р.. здійснюється детекторами ядерних випромінювань .

Механізми Я. р . налітати частинка, наприклад нуклон, може увійти в ядро ??і вилетіти з нього під іншим кутом, але з тією ж енергією (пружне розсіяння). Нуклон може зіткнутися безпосередньо з нуклоном ядра; при цьому, якщо один або обидва нуклона мають енергію, більшу, ніж енергія, необхідна для вильоту з ядра, то вони можуть покинути ядро ??без взаємодії з іншими його нуклонами (прямий процес). Існують і більш складні прямі процеси, при яких енергія налітаючої частки передається безпосередньо одному або невеликій групі нуклонів ядра (див. Прямі ядерні реакції ). Якщо енергія, внесена влетіла часткою, поступово розподілиться між багатьма нуклонами ядра, то ядерні стану будуть ставати все більш і більш складними, проте через деякий час настане динамічна рівновага - різні ядерні конфігурації будуть виникати і розпадатися в утворилася системі, званої складовим ядром . Складений ядро ??хитке і через короткий час розпадається на кінцеві продукти Я. р. Якщо в деяких конфігураціях енергія одного з нуклонів виявиться достатньою для його викиду з ядра, то складене ядро ??розпадається з випусканням нуклона. Якщо ж енергія зосереджується в деяких групах частинок, існуючих в складеному ядрі короткий час, то можливо випускання альфа-часток , тритонів , дейтронів та ін При енергіях збудження складеного ядра, менших енергії відділення від нього частинок, єдиний шлях його розпаду - випускання g-квантів ( радіаційний захват ). Іноді викид частинок відбувається до того, як встановилася рівновага, тобто до утворення складеного ядра (механізм предравновесного розпаду).

Різні механізми Я. р. відрізняються різним часом протікання. Найменший час має пряма Я. р. Це час, який необхідно частці, щоб пройти область простору, займану ядром (~ 10 -22 сек ). Середній час життя складеного ядра значно більше (до 10 -15 - 10 -16 сек ). При малих енергіях налітають частинок основним механізмом Я. р., як правило, є утворення складеного ядра (за винятком Я. р. з дейтронами). При великих енергіях переважають прямі процеси.

Характер залежності ефективних перерізів Я. р. s від енергії x налітають частинок s (x) різний для різних механізмів Я. р. Для прямих процесів залежність s (x) має монотонний вигляд. У разі Я. р., що йдуть з утворенням складеного ядра, при малих енергіях частинок в s (x) спостерігаються максимуми, які відповідають рівням енергії складеного ядра. В області великих енергій (x ? 15 МеВ для середніх і важких ядер) рівні енергії складеного ядра перекриваються і перетин монотонно залежить від енергії. На цьому фоні виділяються більш широкі максимуми, відповідні порушенню ізобар-аналогових станів (станів ядра, у яких ізотопічний спин більше, ніж в основному стані), а також т. н. гігантські резонанси. Ці ширші максимуми відповідають рівням ядра, що утворюється при злитті ядра з налітаючої часткою; вони мають простішу структуру, ніж рівні складеного ядра. Час життя т порушеної ядра пов'язано з повною шириною Г спостережуваних максимумів співвідношенням: ? ( - Планка постійна ).

При розпаді складеного ядра кінцеве ядро ??може утворюватися як в основному, так і в збуджених станах. Енергетичний спектр продуктів розпаду складеного ядра в області більш високих енергій складається з окремих ліній, в області низьких енергій вилітають частинок має широкий максимум. Кутовий розподіл кінцевих продуктів (у системі центру мас) в резонансній області енергії симетрично щодо направлення, що утворює кут 90? з напрямком налітають частинок. В області енергії, де енергетичні рівні складеного ядра перекриваються, квантові характеристики різних рівнів складеного ядра усереднюються і кутовий розподіл частинок, що випускаються виявляється, як правило, сферично симетричним.

Частинки - продукти Я. р., як правило, поляризовані. Поляризація виникає і в тому випадку, коли пучок бомбардують частинок не поляризоване. Якщо ж він поляризований, то спостерігається азимутна асиметрія продуктів Я. р.. (див. Поляризованим нейтрони , Орієнтовані ядра ).

Я. р. під дією нейтронів в більшості випадків протікають з поглинанням енергії Q. При Я. р. (n, p) для більшості ядер Q невелике (виняток становлять 3 H і 14 N ). Для Я. р.. (п, а) у разі легких ядер енергія, що поглинається Q також невелика (виключення складають 6 Li і 10 B), для середніх і важких ядер виділяється невелика кількість енергії. Я. р., в яких утворюється більше 2 частинок, протікають з поглинанням енергії, рівний енергії, необхідної для відділення нейтрона від ядра, наприклад для Я. р.. (n, 2n) вона ~ 10 МеВ . Особливе місце в цьому сенсі займає реакція поділу важких ядер, яка супроводжується виділенням великої кількості енергії. Реакція розподілу для деяких ядер (наприклад, 238 U) має енергетичний поріг (нейтрони повинні мати достатньо велику енергію), пов'язаний з необхідністю подолання потенційного бар'єру поділу. Ділення під дією повільних нейтронів відчувають ядра 235 U, 242 Am, 245 Cm, 249 Cf (див. Ядра атомного ділення ).

Для повільних нейтронів основний процес - радіаційний захват нейтрона - Я. р. (n, g). Виняток становлять 3 He і 14 N, для яких основний процес - Я. р. (n, p), а також 6 Li і 10 B, для яких переважає Я. р. (n, a). У середніх і важких ядер потенційний бар'єр перешкоджає вильоту протонів і a-частинок. Область енергій x n повільних нейтронів є резонансною. Більшість ядер виявляє резонансний захоплення при x n ? декількох ев . При x n <1 ев для більшості ядер ефективне перетин захоплення обернено пропорційно швидкості нейтронів (закон 1 / v).

Із збільшенням енергії нейтронів x n зменшується ймовірність резонансного захоплення і збільшується ймовірність їх пружного розсіяння ядрами (n, n?). Коли x n стає більше енергії першого збудженого стану ядра-мішені (десятки і сотні кев ), можливо непружне розсіювання нейтронів (n, n?). При x n порядку декількох МеВ головну роль грають пружне і непружне розсіювання нейтронів; стають помітними Я. р. (n, p) і (n, a), проте їх перетину менше перетину (n, n '). Коли x n досягає 5-10 МеВ , переважну роль відіграють Я. р. (n, 2n).

Я. р. під дією протонів. Взаємодії протонів з ядрами перешкоджає кулонівський бар'єр, тому для легких ядер Я. р. з протонами спостерігаються лише починаючи з енергій протонів x p порядку декількох сотень кев , а для важких ядер - кількох МеВ . При малих x p основна Я. р. - радіаційний захоплення протонів (p, v), а також пружне (р, р) і непружне (р, p ') розсіювання протонів ядрами. У легких ядер в області малих x p ймовірність Я. р. носить резонансний характер. У середніх і важких ядер вона досягає помітною величини лише в області енергій, де резонансної структури немає. В області енергії x p, близьких до висоти кулонівського бар'єру, спостерігається збудження невеликого числа ізобар-аналогових станів. Перетин Я. р. має помітну величину починаючи з 0,5 x 0 (x 0 - енергія, відповідна висоті кулонівського бар'єру) і монотонно зростає. Я. р. (p, n) стає переважаючою, якщо складене ядро ??має енергію збудження, достатню для випускання нейтрона з енергією ? 1 МеВ . При подальшому збільшенні x p кінцеве ядро ??може мати достатню енергію для випускання другий частинки. У цьому випадку спостерігаються реакції (p, 2n) і (p, pn).

Я. р. під дейсгвіем a-частинок. Для a-частинок кулонівський бар'єр ще вище і досягає для важких ядер 25 МеВ . При такої енергії налітаючої a-частинки енергія збудження ядра ~ 20 МеВ , що достатньо для компенсації не тільки енергії зв'язку вилітає нуклона, а й для подолання кулонівського бар'єру вилітають протоном. Внаслідок цього реакції (a, n) і (a, p) рівноймовірні. При збільшенні енергії а-частинок найбільш вірогідною стають Я. р. (a, 2n), ( a, pn). Резонансна структура енергетичної залежності перерізів цих Я. р.. спостерігається тільки у легких ядер і при відносно малих енергіях a-частинок. Продукти Я. р. (a, n) зазвичай cb-активні, для Я. р.. ( a, p) - стабільні ядра.

Я. р. під дією дейтронів характеризуються найбільш високим виходом в порівнянні з ін Я. р. під дією заряджених частинок. Наприклад, вихід реакції 9 Be (d, n) 10 . В при енергії дейтрона x d 16 МеВ досягає 0,02, а для Я. р.. з іншими зарядженими частинками таких енергій - порядку 10 -3 - 10 -6 . Я. р. з дейтронами можуть протікати з утворенням складеного ядра, шляхом розщеплення дейтрона кулонівським полем ядра мішені і прямим механізмом зриву. Ефективні перетину цих трьох процесів приблизно одного порядку. Т. к. в дейтроні середня відстань між протоном і нейтроном відносно велике, а їх енергія зв'язку мала, то при бомбардуванні ядер дейтронами найбільш вірогідний захоплення ядром лише одного з нуклонів дейтрона, тоді як другий пролітає далі, не зазнавши взаємодії з ядром. У цьому випадку Я. р.. здійснюється не всередині ядра, а на його поверхні. Протони і нейтрони, які утворюються в Я. р.. зриву, летять в основному вперед. дейтронами, прискорювані в циклотронах, широко використовуються для одержання радіоактивних нуклідів та інтенсивних потоків нейтронів (див. Нейтронні джерела).

Я. р.. між якнайлегшими ядрами мають помітний вихід навіть при малих енергіях налітають частинок (порядку 1-10 кев). Тому вони можуть здійснюватися не тільки бомбардуванням мішені пучком прискорених частинок, але і нагріванням суміші взаємодіючих ядер до температури ~ 107 К (см. Термоядерні реакції).

Я. р.. під дією часток високих енергій (Значно більших, ніж енергія зв'язку нуклонів в ядрі). Частинкам з енергією ~ 100 МеВ відповідає  ? = 0,43 ф, Мала в порівнянні з середнім межнуклонним відстанню в ядрі (1,9 ф). Це дозволяє "зондувати" ядро: у першому наближенні можна вважати, що влітає в ядро ??нуклон взаємодіє в кожен момент часу тільки з одним нуклоном і при цьому так, як ніби він вільний. Важлива особливість Я. р. під дією часток високих енергій - можливість передати навіть легкому ядру збудження ~ 100 МеВ.

При взаємодії швидкого нуклона з ядром він може відчувати пружне розсіяння і викликати Я. р.. Перетин пружного розсіяння sy плавно залежить від енергії налітають частинок. Повний переріз взаємодії швидких нуклонів sповн змінюється в межах від 2pR2 до pR2. При енергії нуклона> 150 МеВ sy = 1/3 sповн, А перетин Я. р.. sз = 1/3 sповн. Т. о., Ядро поводиться не як абсолютно поглинає середу (у цьому випадку sy = Sp). Кутові розподілу пружно розсіяних частинок подібні з дифракційної картиною, є яскраво виражена спрямованість вперед.

Велика енергія налітаючої частки може розподілитися між багатьма нуклонами ядра. При цьому частина з них набуває енергію, достатню, щоб покинути ядро. При взаємодії частки високої енергії з ядром може розвинутися внутрішньоядерних каскад, в результаті якого випускається кілька енергійних частинок, а решта опиняється сильно збудженим складовим ядром, яке, розпадаючись, випускає частки малих енергій. Середнє число частинок, що випускаються зростає із збільшенням енергії первинної частки. У ході Я. р., Крім нуклонів, можуть (з меншою ймовірністю) испускаться більш важкі ядерні осколки (дейтрони, тритони, a-частки). Я. р.., В якої випускається безліч заряджених частинок, утворює в ядерній фотографічної емульсії багатопроменеву зірку. У таких Я. р.. утворюється велика кількість різноманітних радіоактивних продуктів, для дослідження яких застосовуються методи радіохімії.

Під дією швидких частинок спостерігають і більш прості Я. р.: Непружне розсіювання (p, p '), Я. р. "Перезарядки" (p, n), Я. р. "Підхоплення" (p, d), Я. р. "Вибивання" (p, 2p) і ін Внесок цих процесів в повний переріз Я. р.. невеликий (~ 10-20%). Реакція вибивання протона (p, 2p) виявилася дуже зручною для дослідження структури ядер. Вимірюючи енергію вилітають протонів, можна визначити втрату енергії в Я. р.. і енергію зв'язку вибитого протона. У розподілі по енергіях залишкових ядер спостерігаються максимуми, відповідні збудженим рівням залишкового ядра. Енергія збудження цих рівнів досягає 50-70 МеВ, І вони відповідають дірковим збуджень глибоких оболонок (див. Ядро атомне).

Кулонівське збудження ядер. Протони і більш важкі іони, що рухаються занадто повільно, для того щоб подолати кулонівський бар'єр, наближаючись до ядра, створюють відносно повільно мінливий електричне поле, яке діє на протони ядра. У цих випадках ядро, поглинаючи електромагнітну енергію, переходить в збуджений стан, а налетающий іон втрачає частину своєї енергії. Кулонівське збудження - один з основних засобів вивчення низьколежачих колективних станів ядер.

? Я. р.. під дією фогоноа і електронів. Збудження ядра за допомогою електромагнітного поля (фотоядерні реакції) Можуть здійснюватися при бомбардуванні їх g-квантамн. При малих енергіях g-кванти можуть відчувати тільки пружне розсіяння. При енергіях, великих енергій відділення нуклонів від ядра, основним процесом стає поглинання g-кванта і випускання ядром нуклонів. При поглинанні g-квантів з енергіями в десятки МеВ, Як правило, утворюється складене ядро. При взаємодії ядра з більш енергійними g-квантами велику роль починають грати прямі процеси. Величина ефективних перерізів фотоядерних реакцій - десятки і сотні мбарн.

Електрони, взаємодіючи з протонами ядра, можуть відчувати пружне і непружне розсіювання, а також вибивати протони з ядра. Дослідження пружного розсіювання електронів дозволило отримати детальні дані про розподіл електричного заряду в ядрі.

Я. р.. за участю мезонів, гіперонів і античастинок. У Я. р.. під дією нуклонів, енергія яких більше порога народження мезонів, можливо випускання мезонів, які можуть також викликати Я. р.. і брати участь у розвитку внутрішньоядерної каскаду. Найбільш вивчені Я. р. на p-мезонах. Багато Я. р., Викликаються півоніями, схожі на відповідні Я. р. під дією нуклонів, наприклад непружне розсіювання (p, p'), Перезарядка (p+, P?), (P-, P?) І вибивання [(p, pp), (p, pn), (P-, Pd)] та ін Однак є ін Я. р. за участю півоній, що не мають аналогів в нуклонах-ядерному взаємодії. До них відноситься реакція подвійний перезарядки півоній (p-, P+), Я. р. поглинання півоній (p+, 2p), (p-, 2n). Вивчення цих Я. р.. дозволяє досліджувати кореляції нуклонів в ядрі.

? Я. р.. з важкими іонами. Для важких іонів (Z> 2) як налітають частинок потенційний кулонівський бар'єр x0 в Z разів більше, ніж для протонів, і тому необхідно, щоб енергія іона, що припадає на 1 нуклон ядра, перевищувала кілька МеВ (Тим більше, чим більше Z мішені). Ефективний переріз Я. р.. з важкими іонами, що володіють енергією x> 1,2 x0, Дається виразом: s = pR2(1 -x0/ X), де

.

Це відповідає класичним уявленням про зіткненні двох заряджених чорних куль радіусом R. При енергіях x 0 Я. р.. здійснюються за рахунок тунельного просочування через бар'єр (див. Тунельний ефект). У цьому випадку

,

де R0 - сума радіусів взаємодіючих ядер, w0 - Кривизна бар'єру. Налітають іони можуть і не викликати Я. р.., А випробувати пружне розсіяння в поле кулоновских і ядерних сил. Кутовий розподіл іонів при пружному розсіянні (при  ? Іона порядку відстані макс. зближення з ядром) має дифракційний характер. При менших  ? Дифракційна структура зникає. Енергетична залежність ефективних перерізів для Я. р.. важкими іонами носить, як правило, нерезонансний характер. Виняток становить пружне розсіяння. В енергетичній залежності ефективного перерізу пружного розсіяння 6Li на 6Li, 12C на 12C, 14N на 14N, 16O на 14N та ін в інтервалі енергії (x0 ~ 5-35 МеВ спостерігаються резонанси з шириною порядку декількох МеВ і більш тонка структура.

Я. р.. з важкими іонами характеризуються великим числом вихідних каналів. Наприклад, при бомбардуванні 235Th іонами 40Аг з енергією 379 МеВ утворюються ядра Ca, Ar, S, Si, Mg і Ne.

У разі Я. р. з важкими іонами розрізняють: реакції передачі нуклонів, реакції передачі складніших часток і реакції злиття (утворення складеного ядра). Я. р.., При яких відбувається передача малого числа частинок або малої частини енергії, називаються м'якими зіткненнями. Їх теорія має багато спільного з теорією прямих реакцій. Я. р.., В яких відбувається передача значної маси або енергії, називаються жорсткими зіткненнями або глибоко непружними передачами. Кутові розподілу продуктів цих Я. р.. різко асиметричні; легкі продукти вилітають переважно під малими кутами до іонного пучку. Енергетичне розподіл продуктів Я. р.. має широкий максимум. Кінетична енергія продуктів Я. р.. близька до висоті вихідних кулоновских бар'єрів і практично не залежить від енергії іонів.

При глибоко непружних зіткненнях ядер утворюється короткоживущая проміжна система. Незважаючи на обмін масою та енергією, ядра проміжної системи зберігають індивідуальність за рахунок міцно пов'язаних серцевин. В результаті жорстких зіткнень утворюється багато нових нуклідів. У таких Я. р.. можуть виникати складові ядра з великими енергіями збудження (~ 100 МеВ) І кутовими моментами ~ 50. Я. р.. з утворенням складеного ядра служать для синтезу трансуранових елементів (Злиття ядер мишений з Pb і Bi з іонами 40Ar, 50Ti, 54Cr, 55Mn, 58Fe). Наприклад, за допомогою Я. р. 204Pb (  , 2n)  ? Був здійснений синтез фермію.

© Літ.: Блатт Дж., Вайськопф В., Теоретична ядерна фізика, М., 1954; Лейн А., Томас Р., Теорія ядерних реакцій при низьких енергіях, М., 1960; Давидов А. С., Теорія атомного ядра, М., 1958; Мухін К. Н., Введення в ядерну фізику, 2 вид., М., 1965; Волков В. В., в кн.: Тр. Міжнародній конференції з обраним питань структури ядра, т. 2, Дубна, 1976, с. 45-65.

І. Я. Барит.





Виберіть першу букву в назві статті:

а б в г д е ё ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ы э ю я

Повний політерний каталог статей


 

Алфавітний каталог статей

  а б в г д е ё ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ы э ю я
 


 
енциклопедія  біляші  морс  шашлик  качка