Нейтроны кривые

Анализ нейтронных кривых распределения показывает, что ион Ы + окружен четырьмя, а ион СГ — шестью молекулами ВгО. Оба метода взаимно дополняют друг друга. Удачно выбранные системы могут быть изучены методами рассеяния рентгеновского излучения и нейтронов. [c.283]

Было найдено, что для любой энергии медленных нейтронов кривая /7 в зависимости от Я обладает размытым максимумом на расстоянии нескольких сантиметров от источника нейтронов. В области малых кривая идет круче, чем в области больших. При У = 0 // обращается в нуль, в то время как при больших 7 значения /7 убывают примерно экспоненциально. Первоначальное возрастание кривой обусловливается тем обстоятельством, что все нейтроны порождаются в источнике в виде быстрых нейтронов и успевают удалиться от него на заметное расстояние, прежде чем замедлятся достаточно для того, чтобы влиять на детектор. Обратно к центру диффундирует только сравнительно небольшая доля нейтронов, так как диффузионная длина мала по сравнению с длиной замедления. С другой стороны, падение на больших расстояниях обусловливается постепенным исчерпанием подлежащих замедлению быстрых нейтронов. По мере увеличения расстояния отношение плотностей быстрых и медленных нейтронов приближается к равновесному значению. Расстояние от источника до максимума тем больше, чем меньше энергия резонансного уровня (Jтепловых нейтронов ( 10 см для источника Кп—Ве). [c.56]

Бор. При пиролизе галогенидов бора при 900—1500 °С на поверхности охлаждаемой пластины наряду с кристаллическим образуется аморфный бор. В чистом виде такой бор применяют как поглотитель нейтронов. Кривые радиального распределения у аморфного и кристаллического бора хорошо согласуются. Энергетические характеристики обеих модификаций бора мало различаются. [c.212]

Часто употребляется также термин э п и т е п л о в о й для характеристики реакторов, в которых средняя энергия деления порядка электрон-вольта. На кривых относительного распределения делений в реакторах трех типов (рис. 1.4) нетрудно заметить резкость максимума в спектре реактора на тепловых нейтронах. [c.19]

Применимость соотношения (4.98) для оценки вероятности того, что нейтрон избежит резонансного поглощения в поглощающей среде, зависит от параметров резонансов. Параметры резонансов определяются максимальной величиной о Е) резонансного пика и ш и р п н о й резонанса. Шириной резонанса Г обычно принято считать поперечное сечение (в энергетических единицах) резонанса на высоте, равной половине максимальной величины кривой о (Е) (рис. 4.18, а). Очевидно, что если резонанс широкий [c.75]

Таким образом, нейтроны определенной скорости, названные пучком, взаимодействуют с ядрами образца. Однако ядра совершают беспорядочное движение, определяемое температурой. Следовательно, в конечном счете эксперимент состоит в измерении взаимодействия между нейтронами данной скорости и ядрами всех скоростей. Результат всех этих взаимодействий — величина а (ь>) графическое представление этих функций и есть кривые поперечных сечений, на которые мы часто ссылаемся. [c.94]

Рассмотрим также д х, и) как функцию летаргии. В некоторой точке пространства 1 а >0 плотность замедления имеет характер кривой, показанной на рис. 6.3. Плотность замедления, а следовательно, и поток нейтронов для высоких энергий вследствие того, что большинство нейтронов, успевает испытать некоторое количество [c.193]

Это несоответствие происходит из-за того, что нейтроны, выходящие из пластины, имеют распределение, близкое к изотропному. На рис. 7.13 это заметно в обоих случаях (сплошной кривой показан случай, соответствующий отсутствию потока из вакуума). Оба эти метода хорошо согласуются только когда нейтроны будут испускаться главным образом в направлении внешней нормали. Это случай сферической геометрии, который мы сейчас рассмотрим. [c.273]

Эти результаты могут быть использованы для определения возраста в системе Ь, так как объемную долю V,, металла в системе Ь можно вычислить из формулы (7.342) по объемному содержанию для системы а, которая имеет примерно тот же возраст нейтронов. Используя это значение по кривой зависимости возраста от объемной доли в системе а, можно сразу же узнать возраст в системе Л, которая имеет объемную долю металла и,,. [c.291]

На каждый нейтрон, введенный в сборку (при условии, что распределение введенных нейтронов по пространству и летаргии задается соответствующими кривыми на рис. 8.29 и 8.30), в конечном результате получается [c.392]

На рис. 10.1 приведены значения коэффициента теплового иснользования и вероятности нейтрону избежать резонансного поглощения для гомогенных сред из естественного урана и графита. Максимальная величина произведения этих двух величин (пунктирная кривая) 0,59, что гораздо меньше минимального значения, оцененного выше. Таким образом, гомогенный реактор с оптимальным отношением замедлителя к горючему — система подкритическая. Однако гетерогенная структура из этих материалов может быть сделана критической. Это достигается главным образом увеличением вероятности нейтрону избежать резонансного поглощения, если однородное распределение заменить блочным. [c.464]

Качественная особенность Главного генетического ряда № О заключается именно в равенстве Ер = EN. Избыток нейтронов у него равен нулю, ряд проходит через начало координат, его номер нулевой, от него и ведется счет рядов. На графике (рис. 10) до химического элемента под номером 20 (Са) равенство Ер" = ЕН более или менее сохраняется. Поэтому при усредненном построении этот его участок выглядит относительно прямым. Кстати, этим и объясняется закономерность в триадах Доберейнера, упоминаемых в главе 1. При дальнейшем росте номера химического элемента линейная зависимость А от № нарушается, кривая уходит влево от нулевого ряда и зависимость приобретает как бы более чем первый порядок. Но это только видимость. Причина этого недоразумения раскрывается в Сисгеме атомов (рис. 5 и 8). [c.120]

На кривых имеются периодически повторяющиеся пики, соответствующие в основном ядрам с магическими числами протонов и нейтронов [c.51]

Интересно сопоставить изменение величин дефектов масс при увеличении атомного номера элемента и кривую кларков (см. рис. 11.1). Величина дефекта массы характеризует то количество энергии, которое выделяется при синтезе атомного ядра данного элемента из отдельных нуклонов — нейтронов и протонов. Как видно из рис. П.1, кривая дефектов масс имеет максимум в районе л<елеза, а у более тяжелых элементов дефект масс падает. В. И. Спицыным в 1938 г. было сформулировано следующее правило [1, с. 53] изменение величин кларков элементов с возрастанием атомных номеров в общем соответствует характеру изменений на кривой дефектов масс. Действительно, если наложить кривую кларков на кривую дефектов масс, то окажется, что обе эти кривые имеют сходный характер. Такое соответствие, несомненно, указывает на то обстоятельство, что более устойчивые элементы (больший дефект массы) имеют и большую распространенность (высокое значение кларка). [c.244]

Определив а(0), можно по формуле(2.81) вычислить Однако значение а(0) нельзя измерить экспериментально, если кривые рассеяния получаются от плоской поверхности образца. При съемке ка прохождение нужно знать интенсивность первичного пучка рентгеновского излучения или нейтронов. Измерение абсолютного значения этой интенсивности сопряжено с техническими трудностями. Практически удобнее определять (Зт- не через предельное значение интенсивности а(0), а через радиальную функцию p R). [c.49]

Наличие диффузии частиц в жидкости проявляется в уширении квази-упругого пика спектра рассеянных нейтронов. Поэтому уже по виду экспериментальной кривой можно сделать некоторые заключения относительно характера диффузионного рассеяния в жидкости. Очевидно, непрерывная диффузия рассеивающих центров должна приводить к большему уширению квазиупругого пика, нежели диффузия скачком, что и подтверждается на опыте. [c.66]

Таким образом, сопоставляя числовые значения положения и площади первого максимума кривой распределения со значениями, вычисленными по предлагаемым моделям, можно судить о пространственном расположении атомов в исследуемом бинарном сплаве. Однако удовлетворительное совпадение теоретических кривых распределения с экспериментальными не всегда достигается. В некоторых случаях результаты исследования структуры бинарных сплавов могут оказаться неоднозначными, поскольку на основании одной экспериментальной кривой интенсивности /(5) двухкомпонентного расплава получается лишь средняя функция атомного распределения р (Я). Нас же интересуют парциальные функции 0ц(7 ), Q22 R), Qi2 R) и Q2l R), описывающие структуру расплавов. В принципе они могут быть определены путем проведения трех независимых дифракционных экспериментов. В одном эксперименте используется дифракция рентгеновских лучей, в другом — дифракция нейтронов, в третьем — дифракция электронов (или нейтронов, если один из компонентов обогащен его изотопом). В разных излучениях атомные амплитуды рассеяния / 1(5) и а(5) неодинаковы, отличаются друг от друга и экспериментальные кривые интенсивности /(5). С их помощью могут быть рассчитаны парциальные структурные факторы а (8), Фурье-анализ которых дает искомые парциальные функции распределения д ij(R). [c.87]

Спектр нейтронов, возникающих в реакторе в результате деления ядер урана или плутония, является сплошным. Это объясняется тем, что перед выходом из реактора нейтроны испытывают многочисленные соударения с ядрами атомов замедлителя, распределение скоростей которых подчиняется закону Максвелла. Соответственно и характер распределений нейтронов по длинам напоминает максвелловскую кривую с максимумом при некоторой длине волны Я, определяемой из условия [c.93]

Отсюда видно, что в данном направлении отражаются нейтроны с дискретным значением их энергии. На практике используют отражения первого порядка. Интенсивность отражения п-го порядка в раз слабее интенсивности отражения первого порядка. Кроме того, если в отражении участвуют нейтроны с энергией вблизи максимума спектра, то нейтроны с энергией, отвечающей более высоким порядкам отражения, будут попадать в интервал спада кривой максвелловского распределения, что также обусловливается уменьшением относительной интенсивности отражений высших порядков. В качестве монохроматоров используются монокристаллы свинца, меди, цинка, бериллия, германия, характерными свойствами которых является большое значение амплитуды когерентного рассеяния при малом поглощении. Поворачивая кристалл-монохроматор на определенный угол, можно выделить из сплошного спектра нейтронов узкую полоску длин волн шириной порядка 0,05 А. [c.94]

Ротоны — коротковолновые элементарные возбуждения в Не-П, связанные с вихревым движением жидкости. Между ротонами и длинноволновыми возбуждениями (фононами) нет принципиальной разницы, поскольку ротонная кривая спектра является продолжением фононной. Предсказанный Л. Д. Ландау общий вид энергетического спектра элементарных возбуждений Не-П полностью подтвержден данными неупругого рассеяния медленных нейтронов. [c.165]

Например, при определенных значениях энергии возбуждения из образовавшегося ядра могут испариться , несколько нейтронов. Каждый нейтрон 5шоспт часть энергии возбуждения — примерно 10—12 Мэв. Для охлаждения и относительной стабилизации ядра обычно необходим вылет 1—5 нейтронов. Кривая зависимости выхода ядер нового изотопа (или нового элемента) от энергии налетающих ионов имеет вид колоколообразной кривой ее вершина соответствует энергии наибольшего выхода ядер, а ширина колокола па половине высоты составляет 10—12 Мэв. Эта кривая называется кривой выхода изучение ее формы дает достаточно оснований для распознания изотопа. Для проверки применяют так называемые перекрестные облучения, цель которых показать, что исследуемый изотоп появляется только в одной определенной комбинации мишень — частица, при определенной энергии бомбардирующих ионов. Если же условия оныта меняются (замена мишени пли частицы, изменение энергии жонов), то этот изотоп не должен регистрироваться. [c.460]

При облучении медленными нейтронами необходимо, как известно, предварительно замедлить их в сосуде, наполненном водородосодержащими веществами (например, водой или стеарином ). Вещество, подвергаемое облучению, помещается при этом внутри замедлителя. Желательный объем замедлителя и наилучшее расположение облучаемого вещества можно найти с помощью кривой фиг. 15, дающей распределение плотности тепловых нейтронов. Кривая фиг. 15 взята из работы Амальди с сотрудниками ) при измерениях с (Rn — Ве) источником. Из дальнейших измерений и непосредственно из теории замедления следует, что для первичных нейтронов больших энергий, получаемых. в искусственных нейтронных источниках, кривая распределения тепловых нейтронов расширяется лишь незначительно. Слой воды в 15-—20 см достаточен длл замедления даже очень быстрых (16 MeV) нейтронов реакции (Li + d). Распределение плотности (фиг. 15) измерялось по начальной активности f oRh родиевой [c.56]

Whitmore, S hneider [к] сообщили, что при облучении быстрыми нейтронами кривая доза — эффект имеет начальное плечо для выживаемости клеток штамма Н-1 (китайского хомяка), однако исследования с фракционированием не дают указаний на восстановление, по [c.20]

Такое различие возникает из определения этих двух типов функций. Потоки или плотности нейтронов определяются на единицу энергии <или летаргии, или скорости), и поэтому необходимо, чтобы ширина интервала в этих сучаях была строго определенной. Поперечные же сечения опрв деляют характеристики взаимодействия между ядрами и нейтронами строго определенной энергии. На рис. 4.9 приведена характерная кривая поперечного сечения в зависимости от энергии нейтрона. Отметим, что всем трем точкам Е , или отвечает одна и та же точка кривой. [c.61]

Некоторые из результатов, полученных этим методом, представлены на рис. 4.26 в зависимости от относительных скоростей х = evlvr, где v — скорость нейтронов, o — масштабный коэффициент и Vj ШГnIni -j Кривые, изображенные на рис. 4.26, представляют потоки пейтронов (р(х) = = п х)х в средах с разными массовыми числами А и поперечным сечением [c.95]

На рис. 6.2 представлены кривые д (х, и) как функции х для нескольких значений и. Необходимо иметь в виду, что т, согласно зависимости (6.15), есть монотонно возрастающая функция и. Как можно заметить (рис. 6.2) д х, и) имеет две важные серты 1) для. любой летаргии плотность замедления имеет максимум в координате источника ж=0 2) влияние вероятности нейтрону избежать резонансного поглощения р (и) всегда снижает д (х, и) для данного х. Из кривых видно, что те ]1ейтропы высокой энергии, которые испытывают лишь немного столкновений, концентрируются в окрестности источника. Это находится в полном согласии с моделью непрерывного замед- ления, которая предполагает, что нейтрон постепенно теряет спою энергию, [c.193]

Зависимость этой функции от х подобна зависимости q х, и) (см. рис. 6.2), только в данном случае нужно считать, что кривые вычислены для определенных моментов времени t. Для малых значений t график функции п (х, t) имеет резкий пик, как и для g (х, uj. Эта кривая характеризует пространственное распределение нейтронов вскоре после того, как произошла вспышка нейтронов источника в точке х=0. По мере того как t увеличивается, функция распределения плотности нейтронов п (х, t) сглаживается, также как для щ,. .. (см. рис.6.2). Это значит, что с течением времени нейтроны проникают все дальше от плоскости источника, стремясь равномерно распределиться по всей среде. Из выражения (6.32) mohiho получить кривую функции распределения плотности нейтронов во времени для данного X, примерно такую же, как и кривая на рис. 6.3. Эта кривая показывает, как изменится плотность нейтронов в данной точке после того, как произойдет вспышка нейтронов. В этом случае кривую следует понимать так для малых значений времени после вспышки нейтроны еще пе достигнут точки с координатой х и, следовательно, плотность нейтронов будет небольшой спустя же длительное время после вспышки плотность нейтронов всюду [c.194]

Практически ири вычислении плотности тепловых нейтронов г ш.тра-жают пе непосредственно через конкретные измеренные сеченпя, пзяп.и из соответствующих кривых, а через групповые сечения для тепловых нейтронов. 1 огда, очевидно, при вычислении появятся различные [-факторы, рассмотренные ранее в 4.7, ж. [c.223]

Представляет также интерес сравнить формы нейтронных потоков. Односкоростной расчет 4 дает кривую, показанную на рис. 8.20а. Двугрупповой расчет 6 дает распределение потока тепловых нейтронов, которое, как следует из уравнений (8.170) и (8.179), а также из табл. 8.3, представляет собой линейную комбинацию двух функций в активной зоне и в отражателе. Для потока тепловых нейтронов в сферической активной зоне оно имеет вид [c.338]

Рис. 9.2. Кривая спада тепловых нейтронов, диффундирующих пз цилиндра с Н.,0, регистрируемая сцинтил-ляционным счетчиком (цилппдр диаметр 12,7 с.м высота 12,7 см частота колебаний 25 ООО циклов1сек температура 23 С общий счет 91 500 период полураспада Г,/ =61,0 сек постоянная -------

Рис. 9.2. <a href="/info/536965">Кривая спада</a> <a href="/info/128673">тепловых нейтронов</a>, диффундирующих пз цилиндра с Н.,0, регистрируемая сцинтил-ляционным счетчиком (цилппдр диаметр 12,7 с.м высота 12,7 см <a href="/info/5725">частота колебаний</a> 25 ООО циклов1сек температура 23 С <a href="/info/1913513">общий счет</a> 91 500 <a href="/info/2628">период полураспада</a> Г,/ =61,0 сек постоянная -------

Объективная картина данной графической зависимости открылась на построенной мной Системе атомов, в ее генетических рядах (рис. 5, 8). Оказалось, что никаких кривых второго порядка не существует и что объектом эволюции является не химический элемент (вид атомов), а индивид, т. е. атом конкретного подвида. Все направления эволюции атомов имеют линейный характер (горизонтальные, вертикальные, пологонаклонные и крутонаклонные ряды). Главные генетические ряды параллельны ряду, который на рис. 5 и 10 отвечает формуле А = 2 №. Сегодня понятна и причина прямолинейности графика (рис. 10) на участке от водорода до кальция и выражение ее формулой А = 2 №. Этот отрезок графика лег на Главный генетический ряд № О, который характеризуется равенством числа протонов (р ) и нейтронов (Н) в ядре (Ер" = ЕК). А если учесть, что № =Ер , то запись А = 2 № тождественна записи А = 2 р , так же А = 2 N или А = Ер +I N. [c.120]

Длина рассеяния нейтронов покоящимся ядром не зависит от угла рассеяния (рис. III.4), кривая а). Тепловые колебания атомов в твердых телах и в молекулах, амплитуды которых достигают 10% межатомных расстояний, размазывают плотность точечного ядра по объему, поперечником которого нельзя пренебречь по сравнению с длиной волны излучения. Появляется амплитудный температурный форм-фактор, определяемый множителем Дебая — Валлера е , который учитывает влияние тепловых колебаний частиц кристалла на их рассеяние (см. гл. V). Длина рассеяния Рис. III.4. Длина рассея-частицы (ядра или атома в целом) при ния нейтронов а) нокоя- [c.81]

Рассчитаем теперь энергию образования ядра атома гелия. Сумма масс двух протонов и двух нейтронов равна 4,0332 (теоретическая величина). Но действительная масса ядра атома гелия, как показывает масс-спектрометрический анализ, составляет величину 4,0017. Дефект массы, таким образом, ра- вен 0,0315. Умножая это значение на энергетический эквивалент х одного грамма массы, получаем й громадную величину — 693 млн р ккал. Таким образом, при ядер-ном синтезе гелия выделяется больше энергии, чем в рассмотренном выше примере синтеза л юмные номера дейтерия. В связи с этим большой интерес представляет изме- Рис. ПЛ. Кривая дсффекюв масс нение в ряду химических элементов величии дефектов масс, отра-, [c.211]

Считая, что ядерные уровни состоят из подуровней, числа 14 и 28 следует считать субмагическими , а к магическим относить только числа 2, 8, 20, 50 и 126. Исключительная устойчивость ядра гелия связывается с магическим числом 2. Необычайно высокая распространенность кислорода и кремния в природе несомненно обусловлена устойчивостью их ядер (числа 8 и 14). Изотоп кальция — последний устойчивый изотоп, в котором число протонов равно числу нейтронов. Известно, что после Са, 5г и Ва (магические числа 20, 50 и 82) в электронных оболочках начинает пополняться внутренний ( -подуровень, притяжение к ядру становится более сильным, по-видимому, потому, что в этих ядрах застраиваются полностью ядерные уровни. Устойчивость ядер свинца и висмута (магическое число 126) может быть поставлена в связь с рядами радиоактивных семейств, конечными продуктами распада которых они являются. На кривых ядерных свойств в функции от [c.49]

При малых значениях 5 интенсивность 7(5) приближается к АР , а при больших 5 — к 2f . В области промежуточных значений 5 кривая имеет максимумы и минимумы, положение которых определим, приравняв нулю производную функции (2.57). Предполагая, что атомы рассеивают как точки, что справедливо для нейтронов, получим уравнение tgSR =57 . Из его решения следует, что первый максимум 7(5) появляется при 517 = 2,459л = 7,73, откуда [c.43]

Жидкий неон исследовал нейтронографически Д. Хеишоу при температуре 26 К и давлении 1,7-10 Па. Использовались монохроматические нейтроны длиной волны К = 1,06 А. Угловое распределение интенсивности рассеянных нейтронов регистрировалось счетчиком ВРз. Кривая интенсивности имеет три четких максимума при 5, равных 2,35 4,40 и 6,5 А , что указывает на наличие корреляции в расположении атомов. Среднее межатомное расстояние найдено равным [c.156]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология