Реферат на тему Взаємодія елементарних частинок з речовиною
Работа добавлена на сайт bukvasha.net: 2015-01-01Поможем написать учебную работу
Если у вас возникли сложности с курсовой, контрольной, дипломной, рефератом, отчетом по практике, научно-исследовательской и любой другой работой - мы готовы помочь.
Предоплата всего
от 25%
Подписываем
договор
РЕФЕРАТ
на тему:”Взаємодія елементарних частинок
з речовиною”
План
1. Взаємодія важких заряджених частинок з речовиною.
2. Вільний пробіг важких заряджених частинок у речовині.
3. Взаємодія електронів з речовиною.
4.Взаємодія нейтронів з речовиною.
3.5.1 Взаємодія важких заряджених частинок з речовиною
До важких частинок відносяться частинки, маси яких у сотні разів більші за масу електрона. При русі в речовині важкі заряджені частинки стикаються з електронами атомів і взаємодіють з ними завдяки взаємодії їх електричних полів. Зіткнення важких заряджених частинок з ядрами атомів досить рідке явище, тому що ядра займають в атомах відносно малий об’єм . Ядра мало впливають на гальмування важких заряджених частинок.
Розглянемо якісну взаємодію важкої частинки А із зарядом q, яка рухається із деякою швидкістю повз електрон е (рис. 3.4.1). Якщо швидкість електрона набагато менша швидкості частинки, то електрон можна вважати нерухомим. При дії зарядженої частинки на нерухомий електрон виникає кулонівська сила:
(3.5.1.1)
де r – відстань між зарядами (залежить від часу); εо = 8,85·10-12 Ф/м - діелектрична проникність вакууму.
Кулонівська сила спрямована вздовж радіуса r. Позитивно заряджена частинка притягує електрон, і він починає рухатися у напрямку до частинки. Негативно заряджена частинка, навпаки, відштовхує електрон. Оскільки маса важкої частинки набагато більша маси електрона, то частинка після зіткнення з електроном майже не змінює напрямку свого руху.
Рис.3.4.1
Енергетичні втрати важкої зарядженої частинки на одне зіткнення з електроном оцінюють за формулою:
(3.4.3.2)
де p – найкоротша відстань електрона до траєкторії частинки (параметр зіткнення, рис.3.4.1).
Енергетичні втрати пропорційні квадрату заряду частинки. Із збільшенням швидкості 
, час взаємодії частинки з електроном, а разом з ним і втрати енергії на одне зіткнення зменшуються. Енергетичні втрати не залежать від маси частинки, тому що під зіткненням частинки з електроном розуміють взаємодію їх електричних полів. Мінімальні непружні втрати обмежуються енергією збудження електрона в атомі. Частинка може передати електрону лише порцію енергії, що дає можливість перевести його на один із збуджених рівнів атома. Внаслідок цього, починаючи з деякого параметра зіткнення p > pо, частинка взаємодіє не з окремим електроном, а з усім атомом. У цьому випадку відбувається пружне зіткнення частинки з атомом.
Максимальний параметр зіткнення pо, при якому атом збуджується або іонізується, залежить від порядкового номера Z , тобто від ступеня зв'язку електронів в атомі.
Енергетичні втрати зарядженої частинки в непружних (збудження й іонізація) і пружних (зіткненнях з атомами) прийнято відносити до іонізаційних втрат. Вони характеризуються питомою іонізацією, рівною числу іонних пар (електрон, іон), які виникають на одиниці шляху руху частинки. На створення однієї іонної пари в одній і тій же речовині всі заряджені частинки витрачають в середньому однакову енергію, з якої приблизно одна половина йде на іонізацію, а інша – на збудження і на пружні зіткнення з молекулами. Наприклад, заряджені частинки витрачають на утворення однієї іонної пари в повітрі приблизно 34 еВ своєї енергії. З цієї енергії на іонізацію молекули йде близько 15 еВ, а інші 19 еВ – на збудження і пружні зіткнення.
Питому іонізацію неважко розрахувати виходячи з питомих втрат енергії (dЕ/dx) , яка дорівнює зміні кінетичної енергії частинки на одиницю пройденого шляху в речовині. Число іонних пар Nі на одиниці шляху дорівнює питомій втраті енергії, поділеній на середні втрати енергії в речовині на утворення однієї іонної пари:
(3.5.1.2)
Питома втрата енергії частинки, як і зміна енергії електричного поля при зіткненні з електроном, залежить від квадрата заряду частинки і від квадрата її швидкості. Крім того, вона пропорційна числу електронів, з якими відбуваються зіткнення на одиниці шляху. Кількість таких зіткнень в свою чергу пропорційна концентрації атомних електронів у речовині Nе:
(3.5.1.3)
Питомі втрати енергії лінійно залежать від густини атомних електронів Nе . В свою чергу густина атомів N для твердих речовин майже постійна, а Nе1 = Nе2 . Тому іонізаційні питомі втрати енергії в двох простих речовинах відносяться між собою як їх порядкові номери в таблиці Менделєєва:
(3.5.1.4)
Так, іонізаційні втрати протона у свинці (z = 82) приблизно в 16 разів більші, ніж у вуглеці (z =6).
3.5.2 Вільний пробіг важких заряджених частинок у речовині.
Заряджена частинка проходить у речовині деяку відстань, перш ніж вона втратить всю свою кінетичну енергію. Пройдений зарядженою частинкою в речовині шлях до зупинки, називають вільним пробігом R. Величину вільного пробігу визначають за питомими втратами енергії. Чим більша густина атомних електронів і заряд частинки, тим ці втрати більші і тем менший пробіг частинки в речовині. Важкі заряджені частинки, які взаємодіють в основному з атомними електронами, мало відхиляються від напрямку свого початкового руху. Тому пробіг важкої частинки вимірюють відстанню по прямій від джерела частинок до точки її зупинки.
Параметр зіткнення а–частинок з електронами має імовірний характер, а тому вільні пробіги а–частинок у речовині мають деякий розкид. Незначна частина a–частинок проникає далі інших від джерела. Середній пробіг Ra моноенергетичних a–частинок звичайно розраховують за допомогою емпіричних формулах. Так у повітрі при нормальних умовах:
(3.5.2.1)
де Ra – пробіг у см; Ea – кінетична енергія a – частинок у МеВ.
Для a – частинок природних a – випромінювачів (4 МеВ < Ea < 9 МеВ), В = 0.318 , n = 1.5. Для a – частинок з більш високими енергіями Еа≥ 200 ( МеВ) В = 0.148 , n = 1.8. Так, a – частинки з енергіями Ea = 5 МеВ пробігають у повітрі відстань 3.51 см, а з енергією Ea = 30 МеВ – 68 см. Відношення лінійних пробігів двох типів частинок, які розпочинають рух у повітрі з однаковими швидкостями, пропорційний відношенню питомих втрат енергії цих частинок:
, (3.5.2.2)
де m1 і m2 – відповідно, маси частинок; z1 і z2 – зарядові числа частинок.
Часто замість лінійного пробігу використовують масовий пробіг зарядженої частки Rm, який виражається у грамах на квадратний сантиметр (г/см2). Чисельно масовий пробіг дорівнює масі речовини, яка розміщена в циліндрі, висота якого дорівнює лінійному пробігу частинки R у сантиметрах, з площею поперечного перерізу – 1 см2 .
, (3.5.2.3)
де ρ – густина речовини в г/см3.
Масовий пробіг зарядженої частинки зручний тим, що він мало залежить від хімічного складу речовини.
При русі легких заряджених частинок у речовині питомі іонізаційні втрати зменшуються із збільшенням їх швидкості до кінетичних енергій, які дорівнюють подвоєний енергії спокою електрона, а потім повільно зростають.
Радіаційні втрати спостерігаються при прискореному русі вільних заряджених частинок в електричному полі ядра. Пролітаючи поблизу ядра, заряджена частинка відхиляється від свого попереднього напрямку під дією кулонівської сили F. Ця сила пов'язана з масою частинки m і її прискоренням a другим законом Ньютона F = ma. Вільний заряд, який рухається з прискоренням a , випромінює електромагнітні хвилі, енергія яких пропорційна порядковому номеру елемента. Оскільки кулонівська сила пропорційна порядковому номеру елемента в таблиці Менделєєва z, то a2 ~ z2/m2 . Отже, радіаційні втрати важких заряджених частинок значно менші радіаційних втрат електронів і позитронів. Із збільшенням енергії електронів їх електричне поле в перпендикулярному напрямку підсилюється, тому радіаційні втрати ростуть пропорційно до зростання кінетичної енергії електронів Ее- . Отже, питомі радіаційні втрати енергії Ее- пропорційні енергії і квадрату порядкового номера речовини:
. (3.5.3.1)
Іонізаційні втрати в електронів переважають в області порівняно невеликих енергій. Із збільшенням кінетичної енергії внесок іонізаційних втрат у загальних втратах енергії зменшується. Оскільки питомі іонізаційні втрати 
, то відношення питомих радіаційних і іонізаційних втрат k енергії пропорційне 
, тобто
, (3.5.3.2)
тут Ее- береться у МеВ.
Енергію електронів, при якій питомі іонізаційні і радіаційні втрати рівні (k = 1), називають критичною. Критична енергія для заліза (z = 26) дорівнює 31 МеВ, а для свинцю (z = 82) - приблизно 9.8 МеВ. Практичний інтерес має не дійсний лінійний пробіг, а ефективний. Він дорівнює товщині шару речовини, яка повністю поглинає електрони. Ефективні масові пробіги Rme моно енергетичних електронів знаходять за емпіричними формулами:
для 
для 
(3.5.3.3)
де Rme вимірюють у грамах на квадратний сантиметр (г/см2); Eе - кінетична енергія електронів у МеВ.
Зіткнення нейтронів з ядрами можуть бути пружними й не пружними. При непружних взаємодіях відбуваються ядерні реакції типу (n, a), (n, p), (n, γ), (n, 2n) і т.д., і спостерігаються ядерні реакції поділу важких ядер.
Імовірність проходження тієї чи іншої ядерної реакції визначається мікроскопічним перерізом реакції σ(n, a), σ(n, p), σ(n, y), σ(n, 2n) і т.д. (першою в дужках записується частинка, яка бомбардує нейтрон, другою – частинка, що випускається, або γ-квант).
Мікроскопічний переріз σ можна уявити як перетин сфери, описаної навколо ядра. Перетинаючи сферу, нейтрон може вступити в реакцію з ядром. Поза сферою радіусом 
взаємодії не відбуваються. Мікроскопічний переріз виміряється в квадратних сантиметрах (см2) і барнах (1барн = 10-24 см2). Експериментально доведено, що при енергіях нейтронів, більших за 10 МеВ, повний ефективний переріз дорівнює :
, (3.5.4.1)
де R - радіус ядра.
(3.5.4.2)
Більш точні експериментальні вимірювання радіуса ядра R в залежності від масового числа A були проведені з використанням нейтронів з енергіями 14 і 25 МеВ. Вимірювання показали, що
R = (1,3 ÷1,4)·10-15 A1/3 м. (3.5.4.3)
Помноживши мікроскопічний переріз σ на число ядер у 1 см3 поглинаючої речовини N, одержимо повний переріз усіх ядер у 1 см3 поглинаючої речовини. Макроскопічний переріз Σ в цьому випадку дорівнює:
(3.5.4.4)
Макроскопічний переріз має розмірність, обернено пропорційну до розмірності довжини, см-1. Тому при 
, де Nо - число Авогадро, маємо
. (3.5.4.5)
В залежності від енергії нейтронів, їх ділять на такі групи:
· ультрахолодні нейтрони;
· нейтрони з енергією меншою 10-7 еВ;
· холодні нейтрони;
· нейтрони з енергією меншою за 5·10-3 еВ.
Ультрахолодні й холодні нейтрони мають дуже великі проникні здатності в полікристалічних речовинах. Теплові нейтрони - це нейтрони, які перебувають у термодинамічній рівновазі з атомами навколишнього розсіюючого середовища. Через відносно слабке поглинання в середовищі їх швидкості підпорядковуються максвеллівському розподілу. Тому такі нейтрони називаються тепловими. Енергія теплових нейтронів при кімнатній температурі дорівнює 0,025 еВ. Швидкості теплових нейтронів характеризуються енергією E0 = k·T, де T - абсолютна температура, а k - стала Больцмана.
Надтеплові нейтрони - нейтрони з енергією від 0.1 еВ до 0.3 кеВ. При проходженні надтеплових нейтронів через поглинаючі і розсіюючі середовища, переріз взаємодії підпорядковується закону 1/ 
, де швидкість нейтрона. При цих значеннях енергії нейтронів у речовині відбуваються реакції радіаційного захоплення типу (n, γ).
Нейтрони проміжних енергій - нейтрони з енергією від 0.5 кеВ до 0.2 МеВ. Для нейтронів цих енергій найбільш типовим процесом взаємодії з речовиною є пружне розсіювання.
Швидкі нейтрони - нейтрони з енергією від 0.2 МеВ до 20 МеВ, характеризуються як пружними, так і не пружними розсіюваннями і виникненням граничних ядерних реакцій.
Над швидкі нейтрони - нейтрони, які мають енергією понад 20 МеВ. Вони характеризуються ядерними реакціями з виділенням великого числа частинок. При енергіях нейтронів більших за 300 МеВ, спостерігається слабка їх взаємодія з ядрами (ядра стають прозорими для надшвидких нейтронів). В цьому випадку появляються так звані "реакції сколювання", у результаті яких ядра, у які проникли нейтрони, діляться на кілька осколків.
Нейтрони тієї чи іншої енергетичної групи, проходячи через матеріальне середовище, поводяться досить специфічно. У загальному випадку нейтрони, які проникли в речовину, розсіюються і поглинаються ядрами. Якщо на поверхню плоскої мішені ( речовини, що опромінюється нейтронами ) товщиною d падає паралельний пучок моноенергетичних нейтронів, швидкості яких спрямовані перпендикулярно до поверхні мішені, то після проходження цієї речовини частина нейтронів вибуває з пучка. На глибині x величина потоку первинних нейтронів ослабляється до значення Ф(x). Зменшення величини потоку нейтронів dФ у шарі dx дорівнює добутку σt· Ndx помножену на величину Ф(x):
dФ = - σtФ(х)ndx, (3.5.4.5)
де σt = σs + σa - повний переріз реакції; σs – переріз пружного розсіювання нейтронів; σа – переріз поглинання нейтронів; n – концентрація ядер поглинаючої речовини.
Знак мінус показує на зменшення потоку нейтронів у шарі речовини.
Розділимо змінні та інтегруємо це рівняння, одержимо:
lnФ(х) = - nσtx + C. 3.5.4.6)
Постійну інтегрування C знайдемо з граничних умов: при x = 0, Ф = Фо і ln Фо = C. Замінимо в рівнянні (3.5.4.6) постійну C й одержимо:
(3.5.4.7)
Потенціюючи останнє рівняння, одержимо закон ослаблення паралельного пучка нейтронів у плоскій мішені речовини, яка ними опромінюється:
(3.5.4.)
Густина потоку Ф(x) зменшується із збільшенням товщини шару речовини за експонентним законом . Розподіл густини потоку первинних нейтронів по товщині мішені залежить від величини перерізу σt і концентрації ядер n .
Переріз σt вимірюється експериментально. Експериментальні дані нейтронних перерізів можна знайти в спеціалізованих збірниках і атласах ядерних констант.
на тему:”Взаємодія елементарних частинок
з речовиною”
План
1. Взаємодія важких заряджених частинок з речовиною.
2. Вільний пробіг важких заряджених частинок у речовині.
3. Взаємодія електронів з речовиною.
4.Взаємодія нейтронів з речовиною.
3.5.1 Взаємодія важких заряджених частинок з речовиною
До важких частинок відносяться частинки, маси яких у сотні разів більші за масу електрона. При русі в речовині важкі заряджені частинки стикаються з електронами атомів і взаємодіють з ними завдяки взаємодії їх електричних полів. Зіткнення важких заряджених частинок з ядрами атомів досить рідке явище, тому що ядра займають в атомах відносно малий об’єм . Ядра мало впливають на гальмування важких заряджених частинок.
Розглянемо якісну взаємодію важкої частинки А із зарядом q, яка рухається із деякою швидкістю повз електрон е (рис. 3.4.1). Якщо швидкість електрона набагато менша швидкості частинки, то електрон можна вважати нерухомим. При дії зарядженої частинки на нерухомий електрон виникає кулонівська сила:
де r – відстань між зарядами (залежить від часу); εо = 8,85·10-12 Ф/м - діелектрична проникність вакууму.
Кулонівська сила спрямована вздовж радіуса r. Позитивно заряджена частинка притягує електрон, і він починає рухатися у напрямку до частинки. Негативно заряджена частинка, навпаки, відштовхує електрон. Оскільки маса важкої частинки набагато більша маси електрона, то частинка після зіткнення з електроном майже не змінює напрямку свого руху.
Рис.3.4.1
Енергетичні втрати важкої зарядженої частинки на одне зіткнення з електроном оцінюють за формулою:
де p – найкоротша відстань електрона до траєкторії частинки (параметр зіткнення, рис.3.4.1).
Енергетичні втрати пропорційні квадрату заряду частинки. Із збільшенням швидкості
Максимальний параметр зіткнення pо, при якому атом збуджується або іонізується, залежить від порядкового номера Z , тобто від ступеня зв'язку електронів в атомі.
Енергетичні втрати зарядженої частинки в непружних (збудження й іонізація) і пружних (зіткненнях з атомами) прийнято відносити до іонізаційних втрат. Вони характеризуються питомою іонізацією, рівною числу іонних пар (електрон, іон), які виникають на одиниці шляху руху частинки. На створення однієї іонної пари в одній і тій же речовині всі заряджені частинки витрачають в середньому однакову енергію, з якої приблизно одна половина йде на іонізацію, а інша – на збудження і на пружні зіткнення з молекулами. Наприклад, заряджені частинки витрачають на утворення однієї іонної пари в повітрі приблизно 34 еВ своєї енергії. З цієї енергії на іонізацію молекули йде близько 15 еВ, а інші 19 еВ – на збудження і пружні зіткнення.
Питому іонізацію неважко розрахувати виходячи з питомих втрат енергії (dЕ/dx) , яка дорівнює зміні кінетичної енергії частинки на одиницю пройденого шляху в речовині. Число іонних пар Nі на одиниці шляху дорівнює питомій втраті енергії, поділеній на середні втрати енергії в речовині на утворення однієї іонної пари:
Питома втрата енергії частинки, як і зміна енергії електричного поля при зіткненні з електроном, залежить від квадрата заряду частинки і від квадрата її швидкості. Крім того, вона пропорційна числу електронів, з якими відбуваються зіткнення на одиниці шляху. Кількість таких зіткнень в свою чергу пропорційна концентрації атомних електронів у речовині Nе:
Питомі втрати енергії лінійно залежать від густини атомних електронів Nе . В свою чергу густина атомів N для твердих речовин майже постійна, а Nе1 = Nе2 . Тому іонізаційні питомі втрати енергії в двох простих речовинах відносяться між собою як їх порядкові номери в таблиці Менделєєва:
Так, іонізаційні втрати протона у свинці (z = 82) приблизно в 16 разів більші, ніж у вуглеці (z =6).
3.5.2 Вільний пробіг важких заряджених частинок у речовині.
Заряджена частинка проходить у речовині деяку відстань, перш ніж вона втратить всю свою кінетичну енергію. Пройдений зарядженою частинкою в речовині шлях до зупинки, називають вільним пробігом R. Величину вільного пробігу визначають за питомими втратами енергії. Чим більша густина атомних електронів і заряд частинки, тим ці втрати більші і тем менший пробіг частинки в речовині. Важкі заряджені частинки, які взаємодіють в основному з атомними електронами, мало відхиляються від напрямку свого початкового руху. Тому пробіг важкої частинки вимірюють відстанню по прямій від джерела частинок до точки її зупинки.
Параметр зіткнення а–частинок з електронами має імовірний характер, а тому вільні пробіги а–частинок у речовині мають деякий розкид. Незначна частина a–частинок проникає далі інших від джерела. Середній пробіг Ra моноенергетичних a–частинок звичайно розраховують за допомогою емпіричних формулах. Так у повітрі при нормальних умовах:
де Ra – пробіг у см; Ea – кінетична енергія a – частинок у МеВ.
Для a – частинок природних a – випромінювачів (4 МеВ < Ea < 9 МеВ), В = 0.318 , n = 1.5. Для a – частинок з більш високими енергіями Еа≥ 200 ( МеВ) В = 0.148 , n = 1.8. Так, a – частинки з енергіями Ea = 5 МеВ пробігають у повітрі відстань 3.51 см, а з енергією Ea = 30 МеВ – 68 см. Відношення лінійних пробігів двох типів частинок, які розпочинають рух у повітрі з однаковими швидкостями, пропорційний відношенню питомих втрат енергії цих частинок:
, (3.5.2.2) де m1 і m2 – відповідно, маси частинок; z1 і z2 – зарядові числа частинок.
Часто замість лінійного пробігу використовують масовий пробіг зарядженої частки Rm, який виражається у грамах на квадратний сантиметр (г/см2). Чисельно масовий пробіг дорівнює масі речовини, яка розміщена в циліндрі, висота якого дорівнює лінійному пробігу частинки R у сантиметрах, з площею поперечного перерізу – 1 см2 .
, (3.5.2.3) де ρ – густина речовини в г/см3.
Масовий пробіг зарядженої частинки зручний тим, що він мало залежить від хімічного складу речовини.
3.5.3 Взаємодія бета-частинок з речовиною
При русі в речовині легкі заряджені частинки втрачають свою енергію. Ці втрати можна поділити на іонізаційні й радіаційні.При русі легких заряджених частинок у речовині питомі іонізаційні втрати зменшуються із збільшенням їх швидкості до кінетичних енергій, які дорівнюють подвоєний енергії спокою електрона, а потім повільно зростають.
Радіаційні втрати спостерігаються при прискореному русі вільних заряджених частинок в електричному полі ядра. Пролітаючи поблизу ядра, заряджена частинка відхиляється від свого попереднього напрямку під дією кулонівської сили F. Ця сила пов'язана з масою частинки m і її прискоренням a другим законом Ньютона F = ma. Вільний заряд, який рухається з прискоренням a , випромінює електромагнітні хвилі, енергія яких пропорційна порядковому номеру елемента. Оскільки кулонівська сила пропорційна порядковому номеру елемента в таблиці Менделєєва z, то a2 ~ z2/m2 . Отже, радіаційні втрати важких заряджених частинок значно менші радіаційних втрат електронів і позитронів. Із збільшенням енергії електронів їх електричне поле в перпендикулярному напрямку підсилюється, тому радіаційні втрати ростуть пропорційно до зростання кінетичної енергії електронів Ее- . Отже, питомі радіаційні втрати енергії Ее- пропорційні енергії і квадрату порядкового номера речовини:
. (3.5.3.1) Іонізаційні втрати в електронів переважають в області порівняно невеликих енергій. Із збільшенням кінетичної енергії внесок іонізаційних втрат у загальних втратах енергії зменшується. Оскільки питомі іонізаційні втрати
, то відношення питомих радіаційних і іонізаційних втрат k енергії пропорційне , (3.5.3.2) тут Ее- береться у МеВ.
Енергію електронів, при якій питомі іонізаційні і радіаційні втрати рівні (k = 1), називають критичною. Критична енергія для заліза (z = 26) дорівнює 31 МеВ, а для свинцю (z = 82) - приблизно 9.8 МеВ. Практичний інтерес має не дійсний лінійний пробіг, а ефективний. Він дорівнює товщині шару речовини, яка повністю поглинає електрони. Ефективні масові пробіги Rme моно енергетичних електронів знаходять за емпіричними формулами:
де Rme вимірюють у грамах на квадратний сантиметр (г/см2); Eе - кінетична енергія електронів у МеВ.
3.5.4 Взаємодія нейтронів з речовиною
Нейтрони, пролітаючи крізь речовину, безпосередньо не іонізують атоми й молекули, подібно до заряджених частинок. Тому нейтрони виявляють за допомогою вторинних ефектів, які виникають при взаємодії їх з ядрами. У результаті зіткнення нейтронів з ядрами речовини, природа останніх не змінюється, а самі нейтрони розсіюються на атомних ядрах.Зіткнення нейтронів з ядрами можуть бути пружними й не пружними. При непружних взаємодіях відбуваються ядерні реакції типу (n, a), (n, p), (n, γ), (n, 2n) і т.д., і спостерігаються ядерні реакції поділу важких ядер.
Імовірність проходження тієї чи іншої ядерної реакції визначається мікроскопічним перерізом реакції σ(n, a), σ(n, p), σ(n, y), σ(n, 2n) і т.д. (першою в дужках записується частинка, яка бомбардує нейтрон, другою – частинка, що випускається, або γ-квант).
Мікроскопічний переріз σ можна уявити як перетин сфери, описаної навколо ядра. Перетинаючи сферу, нейтрон може вступити в реакцію з ядром. Поза сферою радіусом
взаємодії не відбуваються. Мікроскопічний переріз виміряється в квадратних сантиметрах (см2) і барнах (1барн = 10-24 см2). Експериментально доведено, що при енергіях нейтронів, більших за 10 МеВ, повний ефективний переріз дорівнює : , (3.5.4.1) де R - радіус ядра.
Звідси радіус ядра дорівнює
R =Більш точні експериментальні вимірювання радіуса ядра R в залежності від масового числа A були проведені з використанням нейтронів з енергіями 14 і 25 МеВ. Вимірювання показали, що
R = (1,3 ÷1,4)·10-15 A1/3 м. (3.5.4.3)
Помноживши мікроскопічний переріз σ на число ядер у 1 см3 поглинаючої речовини N, одержимо повний переріз усіх ядер у 1 см3 поглинаючої речовини. Макроскопічний переріз Σ в цьому випадку дорівнює:
(3.5.4.4) Макроскопічний переріз має розмірність, обернено пропорційну до розмірності довжини, см-1. Тому при
, де Nо - число Авогадро, маємо . (3.5.4.5) В залежності від енергії нейтронів, їх ділять на такі групи:
· ультрахолодні нейтрони;
· нейтрони з енергією меншою 10-7 еВ;
· холодні нейтрони;
· нейтрони з енергією меншою за 5·10-3 еВ.
Ультрахолодні й холодні нейтрони мають дуже великі проникні здатності в полікристалічних речовинах. Теплові нейтрони - це нейтрони, які перебувають у термодинамічній рівновазі з атомами навколишнього розсіюючого середовища. Через відносно слабке поглинання в середовищі їх швидкості підпорядковуються максвеллівському розподілу. Тому такі нейтрони називаються тепловими. Енергія теплових нейтронів при кімнатній температурі дорівнює 0,025 еВ. Швидкості теплових нейтронів характеризуються енергією E0 = k·T, де T - абсолютна температура, а k - стала Больцмана.
Надтеплові нейтрони - нейтрони з енергією від 0.1 еВ до 0.3 кеВ. При проходженні надтеплових нейтронів через поглинаючі і розсіюючі середовища, переріз взаємодії підпорядковується закону 1/
Нейтрони проміжних енергій - нейтрони з енергією від 0.5 кеВ до 0.2 МеВ. Для нейтронів цих енергій найбільш типовим процесом взаємодії з речовиною є пружне розсіювання.
Швидкі нейтрони - нейтрони з енергією від 0.2 МеВ до 20 МеВ, характеризуються як пружними, так і не пружними розсіюваннями і виникненням граничних ядерних реакцій.
Над швидкі нейтрони - нейтрони, які мають енергією понад 20 МеВ. Вони характеризуються ядерними реакціями з виділенням великого числа частинок. При енергіях нейтронів більших за 300 МеВ, спостерігається слабка їх взаємодія з ядрами (ядра стають прозорими для надшвидких нейтронів). В цьому випадку появляються так звані "реакції сколювання", у результаті яких ядра, у які проникли нейтрони, діляться на кілька осколків.
Нейтрони тієї чи іншої енергетичної групи, проходячи через матеріальне середовище, поводяться досить специфічно. У загальному випадку нейтрони, які проникли в речовину, розсіюються і поглинаються ядрами. Якщо на поверхню плоскої мішені ( речовини, що опромінюється нейтронами ) товщиною d падає паралельний пучок моноенергетичних нейтронів, швидкості яких спрямовані перпендикулярно до поверхні мішені, то після проходження цієї речовини частина нейтронів вибуває з пучка. На глибині x величина потоку первинних нейтронів ослабляється до значення Ф(x). Зменшення величини потоку нейтронів dФ у шарі dx дорівнює добутку σt· Ndx помножену на величину Ф(x):
dФ = - σtФ(х)ndx, (3.5.4.5)
де σt = σs + σa - повний переріз реакції; σs – переріз пружного розсіювання нейтронів; σа – переріз поглинання нейтронів; n – концентрація ядер поглинаючої речовини.
Знак мінус показує на зменшення потоку нейтронів у шарі речовини.
Розділимо змінні та інтегруємо це рівняння, одержимо:
lnФ(х) = - nσtx + C. 3.5.4.6)
Постійну інтегрування C знайдемо з граничних умов: при x = 0, Ф = Фо і ln Фо = C. Замінимо в рівнянні (3.5.4.6) постійну C й одержимо:
Потенціюючи останнє рівняння, одержимо закон ослаблення паралельного пучка нейтронів у плоскій мішені речовини, яка ними опромінюється:
Густина потоку Ф(x) зменшується із збільшенням товщини шару речовини за експонентним законом . Розподіл густини потоку первинних нейтронів по товщині мішені залежить від величини перерізу σt і концентрації ядер n .
Переріз σt вимірюється експериментально. Експериментальні дані нейтронних перерізів можна знайти в спеціалізованих збірниках і атласах ядерних констант.
