Реакции с заряженными частицами (протонами, (-частицами, дейтонами и другими ядрами) имеют характерные особенности, ненаблюдаемые в реакциях под действием нейтронов. 1. Наличие электрического заряда у частицы и ядра-мишени вызывает между ними кулоновское взаимодействие. Для эффективного протекания реакции необходимо, чтобы кинетическая энергия частицы превышала высоту кулоновского барьера Вk (см. (1.9.2)). Подбарьерные реакции, то есть реакции, в которых заряженная частица попадает в зону действия ядерных сил путем туннельного перехода сквозь кулоновский барьер, имеют малую вероятность. 2. Заряженная частица прежде, чем вступить в ядерную реакцию, испытывает в мишени многократные взаимодействия с электронными оболочками атомов, то есть расходует кинетическую энергию на ионизацию и возбуждение атомов. В результате этого у подавляющей части заряженных частиц энергия становится меньше высоты кулоновского барьера, и они не могут эффективно взаимодействовать с ядром. Сечение ионизации (ион ~ 10-16 см2, тогда как типичное сечение ядерной реакции (реак ~ 10-24 см2. Впрочем, надо оговориться, сечения ядерных реакций могут отличаться от этой величины на много порядков. В одном акте ионизации заряженная частица теряет в среднем около 35 эВ. Если энергия частицы ~ 1 МэВ, то она испытывает n ≈ 3(104 ионизационных взаимодействий. Полное сечение ионизационных потерь ((ион)полн = (ион / n ≈ 3(10-21 см2, т.е. вероятность ядерной реакции оказывается в сотни раз меньше вероятности потерять энергию на ионизацию. Существенно, что в результате ионизационных процессов поток частиц в мишени практически не меняется, так как в этих процессах сами частицы не исчезают, а меняется только их энергия. Рассмотрим теперь как можно, зная зависимость сечения реакции от энергии заряженной частицы ((Т), найти выход ядерной реакции (см. §4.3). Пусть на мишень падают заряженные частицы с плотностью потока Ф0 (рис. 4.6.1) и энергией Т0. Выделим на глубине х слой толщиной dx. Мишень считается толстой, если средний пробег R частиц меньше толщины мишени. Число реакций на единице площади мишени в слое dx в единицу времени равно (см. (4.3.11)) . (4.6.1) Здесь нельзя пренебречь зависимостью ( от х, так как энергия частиц меняется в зависимости от х. Но вследствие только что высказанных соображений о практической неизменности потока в мишени, можем записать вместо (4.6.1): . (4.6.2) Полное число реакций в мишени на единице площади в единицу времени получим, выполнив интегрирование (4.6.2) в пределах от 0 до R: . (4.6.3) Учитывая, что T = T(x), произведем в (4.6.3) замену переменной х на переменную Т: . (4.6.4) При записи (4.6.4) учтено, что функция удельных потерь энергии или удельная ионизация dT/dx < 0. Окончательно, выход ядерной реакции под действием заряженных частиц равен . (4.6.5) Зависимость Y(T) - называется функцией возбуждения реакции. Если экспериментально определить функцию Y(T), то из (4.6.5) следует, что . (4.6.6) Зная зависимость удельных потерь dT/dx от кинетической энергии заряженных частиц в веществе мишени с помощью (4.6.6) можно определить зависимость сечения реакции от кинетической энергии бомбардирующих частиц: . (4.6.7) Реакции под действием α-частиц. Основными видами реакций, идущих под действием α-частиц, являются реакции типа (α, p) и (α, n). Два фактора, которые определяют протекание этих реакций: высота кулоновского барьера и величина энергии связи α-частицы в промежуточном ядре. Для того, чтобы реакция была эффективной кинетическая энергия α-частицы должна быть сравнима с высотой кулоновского барьера, т.е. . Поэтому энергия возбуждения промежуточного ядра . (4.6.8) В таблице 4.6.1 даны средние значения высоты кулоновского барьера Bk и энергия связи α-частиц в ядрах с различными Z. Из таблицы видно, что энергия возбуждения ядер Wc остается примерно одинаковой и равной примерно 20 МэВ при изменении Z от легких до тяжелых ядер, если только . Такая большая энергия возбуждения промежуточного ядра существенно больше средне энергии связи вылетающего нуклона, но и превышает кулоновский барьер в случае вылета протона. Другими словами, при энергиях должны примерно с равными вероятностями идти реакции как типа (α, n), так и типа (α, p). Первая ядерная реакция (4.1.3) была осуществлена под действием (-частиц от радиоактивного источника. До 1932 г. других источников заряженных частиц не было. Так как энергия таких (-частиц ~ 5 - б МэВ, то возможными были только реакции на самых легких ядрах из-за сравнительно низкой величины кулоновского барьера. После создания ускорителей заряженных частиц, появилась возможность изучать реакции на легких и тяжелых ядрах. Например, был исследован выход ((, р) реакции . (4.6.8) Оказалось, что зависимость Y(Т) для этой реакции имеет ступенчатый характер (рис. 4.6.2), что в соответствии с (4.6.7) означает наличие максимумов в зависимости ((T), которые свидетельствуют о резонансном характере ядерной реакции. Наличие максимумов в сечении означает, что (-частица с соответствующей энергией захватывается на один из квазистационарных уровней промежуточного ядра. В дальнейшем было установлено, что многие типы реакций имеют резонансный характер. Правильное объяснение механизма возникновения резонансов было дано Бором (см. §4.2). Реакции (α, p) дают, как правило, стабильные продукты. В реакции (4.6.9) был открыт нейтрон (Чедвик, 1932 г.). Эта реакция экзоэнергетическая (Q = 5,5 МэВ) имеет очень большой выход Y = 2,5(10-4 и до сих пор широко используется для получения нейтронов в радиоактивных нейтронных источниках. Для изготовления такого источника используется подходящий (-активный нуклид (210Ро, 238Рu и др.), который смешивается с порошком бериллия и смесь помещается в герметичную ампулу размером ~ 1см. Реакции ((, n) часто используются для получения искусственных радиоактивных изотопов на ускорителях (например, на циклотронах). Реакции под действием протонов. Под действием протонов могут идти реакции типа (р, (), (р, n),(р, (). Реакции типа (р, () бывают обычно экзоэнергетическими. В соответствии энергетической диаграммой ядерной реакции, изображенной на рис. 4.4.1а, энергия реакции Q = εa - εb. Так как εр ≈ 8 МэВ, а энергия связи α-частицы εα в ядре изменяется, согласно таблицы 4.6.1, от 8 до –5 МэВ, то Q > 0. Однако вылету α-частицы из ядра препятствует кулоновский барьер и вероятность вылета из тяжелых ядер не может быть большой, так как для сообщения α-частице большой энергии возбужденное промежуточное ядро должно переходить на нижние, редко расположенные энергетические уровни, а вероятность таких переходов мала. Например, реакции на легких ядрах (4.6.10) (4.6.11) были одними из первых, полученных на протонных ускорителях (Кокрофт, Уолтон, 1932 г.). Реакции типа (р, n) являются всегда эндоэнергетическими с энергией реакции Q меньше, чем 0,8 МэВ. По определению . (4.6.12) Но (4.6.13) а , (4.6.14) иначе ядро А будет переходить в ядро В путем βраспада. Подставив неравенства (4.6.13) и (4.6.14) в (4.6.12), получим следующий результат Q < 0,8 МэВ. (4.6.15) Например, реакция (4.6.16) имеет Q = -2,76 МэВ. Ввиду того, что в результате реакции (р, n) ядро-продукт приобретает добавочный протон, оно, как правило испытывает β+-распад или Езахват. Ядро , возникающее в реакции (4.6.15), не является исключением. Реакции с протонами часто используют для получения монохроматических нейтронов (см. (4.6.1)). Реакции с дейтонами имеют большое практическое значение. Если эти реакции идут с образованием промежуточного ядра, то энергия возбуждения промежуточного ядра оказывается значительно большей, чем энергия связи нуклонов или (-частицы в ядре. Это приводит к экзотермичности и большому выходу дейтонных реакций. Интересно отметить, что большая энергия возбуждения промежуточного ядра дейтоном есть следствие малой величины энергии связи дейтона ((Wd = 2,2 МэВ). Покажем это. Энергия возбуждения промежуточного ядра, образующегося при захвате дейтона, равна(4.4.18): . (4.6.17) По определению (1.4.4) . (4.6.18) Выразив массы через энергии связи по формуле (1.4.13), получим . (4.6.19) Для большинства ядер, как известно, (W ( 8А МэВ. Следовательно, (d = 8A – 8(A-2) – 2,2 ( 14 МэВ. Наибольшим выходом при относительно небольшой энергии дейтонов обладают реакции
и d + t ( 4Не+ n, Q = 17,6 МэВ. (4.6.21) Сечения этих реакций показаны на рисунках 30 и 31. Из рисунков видно, что полное сечение реакции d-d достигает максимума в 100 мбарн при энергии 2 МэВ. Особенно велико сечение взаимодействия дейтона с тритоном (ядром трития), оно равно 5 барн при энергии дейтона всего 0,11 MэB. Именно по этой причине d-t реакция широко используется как источник монохроматических нейтронов (Тn = 14,1 МэВ) в специальных сравнительно низковольтных ускорителях, которые получили название генераторов нейтронов. Эта же реакция является наиболее перспективной в качестве термоядерной в термоядерных реакторах будущего и уже используется в термоядерной бомбе, о чем подробнее будет рассказано в следующем параграфе. В заключение заметим, что реакции под действием дейтонов могут осуществляться не только через промежуточное ядро, но и посредством механизма прямого взаимодействия (§4.2), который особенно проявляется при больших энергиях (Тd > 10 - 100 МэВ).
Ви переглядаєте статтю (реферат): «Реакции под действием заряженных частиц» з дисципліни «Основи ядерної фізики»
