Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Белл Д. -> "Теория ядерных реакторов" -> 170

Теория ядерных реакторов - Белл Д.

Белл Д. Теория ядерных реакторов — Москва, 1974. — 494 c.
Скачать (прямая ссылка): teoriyayadernihreaktivov1974.djvu
Предыдущая << 1 .. 164 165 166 167 168 169 < 170 > 171 172 173 174 175 176 .. 264 >> Следующая


Каждый конкретный способ выхода из возбужденного состояния называется каналом распада. Таким образом, на рис. 8.6 повторное испускание нейтрона является одним каналом, испускание 7-кванта (с данной энергией) — вторым, испускание 7-кванта (с другой энергией) — третьим и т. д. Следует обратить внимание на то, что существует только один канал для повторного испусканпя нейтрона, но несколько каналов для испускания 7-квантов. Согласно современным воззрениям, имеется несколько каналов (обычно два или три), возможных (или открытых) для деления [37].

Если число открытых каналов для данного типа распада известно, то можно оценить, как меняется соответствующая ширина резонанса Гх для системы эквивалентных резонансов. Было показано [38], что если для данного типа распада х составного ядра возможны п равновероятных каналов, например испускание 7-квантов, то соответствующая приведенная парциальная ширина*, обозначаемая Г2, будет иметь распределение вероятностей, выведенное Портером и Томасом, с п степенями свободы.

Это означает, что если х определяется соотношением

х S Г°/Гл°,

* Связь приведенной ширины, которая упоминалась в разд. 8.1.2, с действительной (или измеренной) шириной резонанса обсуждается в последующих разделах.

326
где Г° — среднее значение Г? по всем резонансам для состояний с одинаковыми спином и четностью, то вероятность P11 (х) dx того, что х будет лежать между х и X + dx, дается выражением

Pn (х) dx = ¦



(т)

пх \ о — 1

— у ехр

пх \ J

-IT I dx‘

(8.33)

где Г (п/2) представляет собой гамма-функцию. Можно показать, что

OO OO

[ Pn (x)dx == j XPn (х) dx = I

и что

\ (х — х)2 P„(x)dx= f (x—\)iPn(x)dx = 2ln.

(8.34)

Из уравнения (8.34) следует, что отклонение от среднего значения в распределении Портера — Томаса уменьшается с возрастанием п. На рис. 8.7 приводятся некоторые из этих распределений [39].

Применимость приведенных выше результатов к экспериментальным значениям резонансных ширин неоднократно подтверждалась [40]. Рассмотрим сначала повторное испускание нейтрона при энергиях, достаточно низких для того, чтобы пренебречь неупругим] рассеянием и каналами с рп j п

I >¦ 0. Тогда единственным открытым каналом распада оказывается повторное испускание нейтрона с I = 0.

В разд. 8.1.2 отмечалось, что для этого случая нейтронная ширина равна произведению приведенной ширины и фактора проницаемости, пропорционального YE. Это означает, что в пределах одного резонанса ширина Гп меняется по закону YЕ. Тот же самый фактор проницаемости применяется ко всем нейтронным ширинам с I = 0.

Следовательно, приведенная нейтронная ширина Г?, распределение которой является целью

рассмотрения, получается делением экспериментальной ширины Г7, на YE. В общем виде для t-ro резонанса = YJy/Eit где Гп и Ei обычно выражаются в электронвольтах.

Данные по приведенным нейтронным ширинам находятся в хорошем согласии с результатами распределения Г?,-/ГЛ по закону Портера — Томаса для одной степени свободы [41 ], т. е. уравнения (8.33) с п = 1. Таким образом,

Рис. 8.7. Распределения Портера — Томаса

P1 (х) dx = exр (— х 12)1 Y2лх dx.

(8.35)

В области неразрешенных резонансов обычно предполагается, что нейтронные ширины имеют одинаковое распределение вероятностей. Чтобы найти это распределение, необходимо лишь знать среднюю ширину Г71 для резонансов в неразрешенной области. Однако если присутствуют нейтроны с I > 0, то

327
существуют некоторые случаи, когда наиболее подходящим является испаль-зование уравнения (8.33) с п = 2 [42].

Для реакции радиационного захвата, т. е. выхода составного ядра из возбужденного состояния за счет испускания 7-квантов, открыто много каналов, и среди них имеется большое количество более или менее равновероятных, как можно судить из сложности спектра 7-квантов, сопровождающих радиационный захват нейтронов тяжелыми ядрами. Кроме того, факторы проницаемости для радиационного захвата (а также для деления) в отличие от процесса повторного испускания нейтрона меняются с энергией очень слабо. Следовательно, их можно принимать постоянными на энергетическом интервале в несколько килоэлектронвольт. Причина этого состоит в том, что фактор проницаеме-сти определяется полной энергией 7-излучения, равной одному или нескольким

Рис. 8.8. Схематическая диаграмма потенциальной энергии (и формы ядра) при делении.

мегаэлектронвольтам, по сравнению с которой изменение энергии нейтрона на несколько килоэлектронвольт оказывается- незначительным [43]. кТаким образом, вместо приведенных ширин для практических целей можно использовать экспериментальные значения ширин для радиационного захвата 1\.

Принимая во внимание существование многих более или менее равновероятных каналов распада, следует ожидать, что распределение ширин Tv будет лежать внутри узкого интервала; другими словами, значение п в уравнении

(8.33) будет очень большим. Так как определить экспериментально любые существенные изменения радиационной ширины резонансов для данного ядра очень трудно, то обычно предполагается, что значение Fy постоянно, т. е. одинаково для всех резонансов данного изотопа. Это соответствует предположению (см. рис. 8.7), что в уравнении (8.33) п принимается равным оо . Из измерений Tv для 62 резонансов урана-238 было установлено, что распределение ширин хорошо описывается уравнением (8.33) с п = 44 ± 8 [44].
Предыдущая << 1 .. 164 165 166 167 168 169 < 170 > 171 172 173 174 175 176 .. 264 >> Следующая
Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed