Теория атомных столкновений - Мотт Н.
Скачать (прямая ссылка):
прохождения фокусированного пучка нейтронов интенсивности /0 через
железо. В том случае, когда железо ненамагничено, интенсивность пучка I
после прохождения через слой толщины I будет определяться выражением вида
/ = /0е-№<Зо, (13.97)
где IV -число атомов в 1 см3. Если теперь намагнитить железо до
насыщения, то интенсивность прошедшего пучка будет равна
1+ М = /0 {ехр [ - Nl (Qo + /")] + ехр [
- N1 "?0 - р)]}. (13.98)
Относительное увеличение интенсивности, таким образом, равно
^ = ch (Nip) -1 ~ ^N3PH3.
(13.99)
§ i. МАГНИТНОЕ РАССЕЯНИЕ МЕДЛЕННЫХ НЕЙТРОНОВ 395
При этих геометрических условиях
p = ^^Sa J F(0)(l-fcos20)sin0d0. (13.100)
о
Этот результат справедлив только при наличии полного насыщения; небольшие
отступления от этого условия приводят к значительному ослаблению эффекта.
Последнее обусловлено деполяризацией нейтронов при неадиабатическом
переходе от одного из доменов к следующему, обладающему несколько иным
намагничением. Такой эффект был исследован Хальперном и Гольштейном [94],
которые показали, что для его учета в выражение (13.99) для Д///
необходимо ввести множитель /(.-./в/), где \- величина, связанная с
линейными размерами доменов, г - процентное отклонение от полного
насыщения и
Экспериментальное подтверждение существования таких эффектов было
получено Блохом, Штаубом и их сотрудниками [95]4). Точное определение
абсолютного значения р является затруднительным, поскольку плотность
распределения 3{/-электронов железа не известна с достаточной точностью.
Экспериментальное значение лежит в интервале между 2,2 ¦ 10"24 и 2,3 •
10"24 см?. В магнитном поле в 10000 гаусс отношение Д/// должно быть
порядка 27,5%. Это отвечает степени поляризации
равной 60%; здесь I* и /" - значения интенсивности прошедших пучков в том
случае, когда спины нейтронов соответственно параллельны и
антипараллельны направлению намагничения.
Получение частично поляризованных пучков нейтронов имеет большое
значение, так как оно представляет собой весьма существенный этап
процесса точного измерения магнитного момента нейтрона [97].
Вопрос о магнитном рассеянии нейтронов ферромагнетиком является
относительно простым, поскольку в этом случае можно ограничиться
рассмотрением одного лишь упругого рассеяния. Другие возможности
рассеяния были исследованы Хальперном и Джонсоном [98]2), рассмотревшими
также различные поляризационные явления, которые при этом могут
возникнуть.
(13.101)
(13.102)
4) См. также [96].
2) См. также [99].
396
ГЛ. XIII. ЯДЕРНЫЕ СТОЛКНОВЕНИЯ
§ 5. Столкновения быстрых частиц со средними и тяжелыми ядрами
Поскольку расстояние между уравнениями возбужденного комплекса,
образовавшегося путем захвата нуклона (дейтрона, а-частицы или другого
легкого ядра) средним или тяжелым ядром, по меньшей мере порядка 10 эв,
резонансные эффекты при столкновениях быстрых частиц с такими ядрами
наблюдены быть не могут. Может, однако, случиться, что состояние
образовавшегося комплекса лежит в области перекрытия уровней. Это
скажется на величине сечения, так как в этом случае каждый отдельный
процесс будет представлять собой некоторое среднее для энергетического
интервала, содержащего большое число уровней. Мы можем поэтому
воспользоваться формулами, приведенными в гл. VIII, § 8.
Рассмотрим сперва столкновения средних и быстрых нейтронов (например, с
энергией от 1 кэв до 10 Мэв), так как в этом случае на образование
комплекса не влияют какие-либо туннельные эффекты. Если сечение для
образования комплекса есть то для процесса, при котором испускается
частица Р, сечение будет определяться формулой
Qp=Qcn^f> (13.ЮЗ)
где Г = 2]Гр> а Гр -среднее значение парциальной ширины уровня,
соответствующей испусканию частицы Р. При этом учитывается также
возможность у-излучения (парциальная ширина Гг) и повторного испускания
нейтрона с его первоначальной энергией (парциальная ширина
Г^пр). Далее, если к-
волновое число нейтрона, то
(*Д"1)> (13.104а}
(kR> 1), (13.1046)
где D - расстояние между уровнями вблизи возбужденного
уровня комплекса, a R - радиус ядра. При промежуточных значениях kR
удобно представить в форме тгй2С, где С- вероятность "прилипания".
Благодаря значительной высоте кулонова потенциального
барьера испускание заряженных частиц комплексом обычно весьма мало
вероятно, за исключением случая наиболее тяжелых ядер, например, ядер
U235) которые уже в своих основных состояниях неустойчивы по отношению к
а-распаду и делению. Исключая пока из рассмотрения такие случаи, можно
записать-
Г = Гг + ГУ"Р.-|-ГнеУпр.> (13.105)
§ 5. СТОЛКНОВ. БЫСТРЫХ ЧАСТИЦ СО СРЕДНИМИ И ТЯЖЕЛ. ЯДРАМИ 397
где Г(r)еУ"Р- -доля полной ширины уровня, обусловленная испусканием
нейтрона с энергией, меньшей исходной, т. е. обусловленная неупругим
столкновением.
Если энергия нейтрона недостаточна для возбуждения низшего возбужденного
состояния ядра ("= 100000 эв для тяжелых радиоактивных ядер), то рнеупр.
= 0, и может иметь мебто только радиационный захват или упругое
