А Б В Г Д Е Є Ж З І Ї Й К Л М Н О П Р С Т У Ф Х Ц Ч Ш Щ Ю Я
Пробіг - ядро - віддача
Пробіг ядер віддачі в досліджуваній речовині можна не визначати, якщо передбачається знайти лише енергію активації процесу дифузії. З цією метою слід, по можливості, доводити дифузний відпал до одного і того ж значення виходу атомів віддачі, варіюючи відповідним чином час відпалу.
Пробіг ядра віддачі при тиску, яке мало місце в дослідах, близький до 0 6 см. Аномальні зіткненні, які нам вдалося виміряти, лежать в межах відстаней, рівних 0 3 см, які проходяться ядром віддачі: w час близько Кг8 сек.
Довжина пробігу ядер віддачі при а-розпаді в повітрі досягає 0 2 мм.
Коефіцієнт самодифузії. Експериментальне визначення величини пробігу ядер віддачі в твердих тілах виконано для невеликої кількості речовин і зазвичай правильно дає лише порядок величини. Пробіг ядер віддачі в досліджуваній речовині можна не визначати, якщо передбачається знайти лише енергію активації процесу дифузії. З цією метою слід, по можливості, доводити дифузний відпал до отримання одного і того ж значення виходу атомів віддачі, варіюючи відповідним чином час відпалу.
Експериментальне визначення величини пробігу ядер віддачі в твердих тілах виконано для невеликої кількості речовин і зазвичай дає лише правильний порядок величини.
Час життя вимірюється також за довжиною пробігу ядер віддачі. Непрямі методи засновані на вимірі ефективного перетину збудження ядра про в різних реакціях.
Існують лише два типи ядерних реакцій, при яких пробіг ядер віддачі досить великий: поділ ядер і реакції з утворенням високоенергетичних заряджених частинок. Франк[11]узагальнив дані по довжині пробігу продуктів поділу, а Тейлор[12]застосував методику, Франка для оцінки довжини пробігу при реакціях на швидких нейтронах.
Пробіг ядер віддачі становить частки мікрона, при цьому атоми проходять сотні вузлів в кристалічній решітці. Ядро віддачі потрапляє в капіляр тільки при сприятливих умовах, так як є велика ймовірність того, що ядро віддачі, вилетівши з кристалічної решітки, пролетить капіляр і вселиться знову в кристалічну решітку. Якщо навіть ядро віддачі потрапляє в одне з міжвузлових просторів кристалічної решітки, то воно може залишитися там слабо пов'язаним внаслідок відмінностей його кристаллохимических властивостей від властивостей атомів, що входять в вузли кристалічної решітки.
Пробіг ядер віддачі становить частки мікрона, при цьому атоми проходять сотні вузлів в кристалічній решітці. Ядро віддачі потрапляє в капіляр тільки при сприятливих умовах, так як є велика ймовірність того, що ядро віддачі, вилетівши з кристалічної решітки, пролетить капіляр і вселиться знову в кристалічну решітку. Якщо навіть ядро віддачі потрапляє в одне з міжвузлових просторів кристалічної решітки, то воно може залишитися там слабо пов'язаним внаслідок відмінностей його кри-сталлохіміческіх властивостей від властивостей атомів, що входять в вузли кристалічної решітки.
Коефіцієнт самодифузії. Експериментальне визначення величини пробігу ядер віддачі в твердих тілах виконано для невеликої кількості речовин і зазвичай правильно дає лише порядок величини. Пробіг ядер віддачі в досліджуваній речовині можна не визначати, якщо передбачається знайти лише енергію активації процесу дифузії. З цією метою слід, по можливості, доводити дифузний відпал до отримання одного і того ж значення виходу атомів віддачі, варіюючи відповідним чином час відпалу.
Подальші дослідження показали, що випромінювання, якому спочатку приписували електромагнітний характер, викликає поява ядер віддачі в таких газах, як азот, аргон і навіть порівняно важкий криптон. Причому при спостережуваних в аргоні пробігах ядер віддачі 7-фотони повинні були мати енергію, яка майже на Порядок величини більше, ніж та, яку фактично мали частки проникаючого випромінювання, що виник в берилію. Він довів, що спостерігаються в різних газах пробіги і швидкості ядер віддачі можуть виникнути при зіткненні цих ядер ні з у-фотонами, а з частками, маса яких близька до маси протона.
Подальші дослідження показали, що випромінювання, якому спочатку приписували електромагнітний характер, викликає поява ядер віддачі в таких газах, як азот, аргон і навіть порівняно важкий криптон. Причому при спостережуваних в аргоні пробігах ядер віддачі у-фотони повинні були мати енергію, яка майже на порядок величини більше, ніж та, яку фактично мали частки проникаючого випромінювання, що виник в берилію. Він довів, що спостерігаються в різних газах пробіги і швидкості ядер віддачі можуть виникнути при зіткненні цих ядер ні з - фотонами, а з частками, маса яких близька до маси протона.
Подальші дослідження показали, що випромінювання, якому спочатку приписували електромагнітний характер, викликає поява ядер віддачі в таких газах, як азот, аргон і навіть порівняно важкий криптон. Причому при спостережуваних в аргоні пробігах ядер віддачі у-кванти повинні були мати енергію майже на порядок величини більшу, ніж та, яку фактично мали частки проникаючого випромінювання, що виник в берилію.
Продукти поділу можуть потрапити в теплоносій в результаті забруднення зовнішньої поверхні оболонок твелів ураном або через дефекти в оболонці. Перше джерело був розглянутий вище і виражений через перетину реакцій, вихід і енергію продуктів поділу, склад матеріалів і пробіги ядер віддачі в залежності від їх енергії. Вихід продуктів поділу з ядерного пального істотно залежить від того, який тип пального використовується. Інші матеріали, такі, як суміш оксидів урану і плутонію, сплави урану типу UsSi, знаходяться в стадії розробки і ще не досягли комерційного застосування. Зазвичай UU2 використовується у вигляді спресованих до високої щільності і спечених таблеток, розміщених в трубці з ціркалоя або нержавіючої сталі. Інші форми використання UO2 в енергетичних реакторах, такі, як пальне з вібраційним ущільненням, знаходяться в процесі дослідження, але також ще не досягли комерційного застосування.
Так, наприклад, пробіг (в повітрі) ядра віддачі ThC образу & -щегося при а-розпаді ThC, становить всього 013 мм, в той час як пробіг відповідних а-частинок дорівнює 4 7 см. Якщо перед джерелом а-частинок (на невеликій відстані від нього помістити пластинку, то частина ядер віддачі потрапляє на неї. Було показано (на прикладі ThC)[16], Що число ядер віддачі N, захоплених платівкою (близько 10% всього що утворюється кількості ThC), не залежить від відстані /між пластинкою і джерелом, якщо останнє не перевищує пробігу ядер віддачі в газі.
Якщо ThC випускає а-частки, то ядро продукту розпаду ThC відчуває віддачу. Оскільки ThC - активний і випускаються їм електрони легко виявляються, то вихід ядер віддачі можна визначити по - активності зібраних частинок віддачі. Дуже мала довжина пробігу ядер віддачі робить цей метод значно більш чутливим, ніж метод вимірювання по а-активності.
Атом віддачі витрачає свою кінетичну енергію на відкидання зустрічаються на його шляху атомів і на іонізацію газу. Втрата енергії, переданої відкидає атомом, повинна бути тим більше, чим менше заряд атома віддачі, в той час як втрата енергії на іонізацію газу швидко збільшується з зростанням заряду. Спостерігалася мною сильна флуктуація пробігів ядер віддачі обумовлена головним чином флуктуацией числа зіткнень з атомами газу. Це вказує на те, що для цих частинок велике значення мають процеси, пов'язані з обміном енергією.
Хевеши і Зейтц збирали атоми віддачі ThC на мідному електроді, зарядженому до - 200 в. Вимірюючи вихід ядер віддачі до і після дифузії, вони визначали коефіцієнти дифузії аж до таких малих значень, як 10 - 17 см. Сек-г. Метод інтерпретації результатів вимірювання виходу ядер віддачі ідентичний з методом, що застосовувався при підрахунку по сцинтилляций, що викликається а-частинками. Рівняння (10) і (І) можуть бути використані безпосередньо, якщо замість значення R підставити максимальну довжину пробігу ядер віддачі ThC в кристалі. Довжина пробігу ядер віддачі в кристалі хлористого свинцю може бути визначена по поглинання свинцю і хлору по відношенню до а-частинок, приймаючи, що ставлення пробігу а-частинки до пробігу ядра віддачі в хлориде свинцю таке ж, як і вимірюється в повітрі.
Як згадано в розділі 4 гл. III, для швидких частинок, коли суттєвими для гальмування є електронні зіткнення, енергія, витрачена на один іон, в основному не залежить від заряду і швидкості іонізующей частки. Положення зовсім інше, якщо значна частина або навіть вся енергія передається прямо атомного ядра, як це має місце на кінці пробігу осколків або на всьому пробігу ядер віддачі. Як показує експеримент, і тут втрата енергії супроводжується іонізацією, яка відбувається завдяки тій обставині, що ні первинне зіткнення, ні вторинні зіткнення між вибитим атомом і іншими атомами гальмує середовища не є строго адіабатичними. При цьому величина енергії швидко зростає зі зменшенням швидкості частинки.
Хевеши і Зейтц збирали атоми віддачі ThC на мідному електроді, зарядженому до - 200 в. Вимірюючи вихід ядер віддачі до і після дифузії, вони визначали коефіцієнти дифузії аж до таких малих значень, як 10 - 17 см. Сек-г. Метод інтерпретації результатів вимірювання виходу ядер віддачі ідентичний з методом, що застосовувався при підрахунку по сцинтилляций, що викликається а-частинками. Рівняння (10) і (І) можуть бути використані безпосередньо, якщо замість значення R підставити максимальну довжину пробігу ядер віддачі ThC в кристалі. Довжина пробігу ядер віддачі в кристалі хлористого свинцю може бути визначена по поглинання свинцю і хлору по відношенню до а-частинок, приймаючи, що ставлення пробігу а-частинки до пробігу ядра віддачі в хлориде свинцю таке ж, як і вимірюється в повітрі.
Іонізаційна камера І. Кюрі для вимірювання величини пробігу а-частинок. Як іонізуючих частинок в цих камерах служать не самі нейтрони, а так звані ядра віддачі, вибивані нейтронами при зіткненнях з атомів. Стінки камери, на які падає ноток нейтронів, покривають речовиною, що містить водень, наприклад парафіном, і тоді іонізація газу в камері створюється протонами віддачі. Робота з нейтронної камерою має свої специфічні особливості, пов'язані з великою величиною пробігів ядер віддачі і неминучим присутністю -[- випромінювання, що створює додаткову іонізацію в камері.
Хевеши і Зейтц збирали атоми віддачі ThC на мідному електроді, зарядженому до - 200 в. Вимірюючи вихід ядер віддачі до і після дифузії, вони визначали коефіцієнти дифузії аж до таких малих значень, як 10 - 17 см. Сек-г. Метод інтерпретації результатів вимірювання виходу ядер віддачі ідентичний з методом, що застосовувався при підрахунку по сцинтилляций, що викликається а-частинками. Рівняння (10) і (І) можуть бути використані безпосередньо, якщо замість значення R підставити максимальну довжину пробігу ядер віддачі ThC в кристалі. Довжина пробігу ядер віддачі в кристалі хлористого свинцю може бути визначена по поглинання свинцю і хлору по відношенню до а-частинок, приймаючи, що ставлення пробігу а-частинки до пробігу ядра віддачі в хлориде свинцю таке ж, як і вимірюється в повітрі.
Розрізняються вони між собою за величиною постійною часу т RC контуру (див. Рис. 2 - 2), що складається з електродів камери і вхідного ланцюга вимірювального пристрою. В цьому випадку вимірюється іонізаційний струм, поточний між електродами камери. Як іонізуючих частинок в цих камерах для вимірювання потужних потоків швидких нейтронів служать не самі нейтрони, а ядра віддачі, вибивані нейтронами з атомів при зіткненнях. Стінки камери, на які падає потік нейтронів, покривають речовиною, що містить водень, наприклад парафіном. В цьому випадку іонізація газу в камері створюється протонами віддачі. Робота з нейтронної камерою має свої специфічні особливості, пов'язані з великою величиною пробігів ядер віддачі і неминучим присутністю а-випромінювання, що створює додаткову іонізацію в камері.
Пробіг ядра віддачі при тиску, яке мало місце в дослідах, близький до 0 6 см. Аномальні зіткненні, які нам вдалося виміряти, лежать в межах відстаней, рівних 0 3 см, які проходяться ядром віддачі: w час близько Кг8 сек.
Довжина пробігу ядер віддачі при а-розпаді в повітрі досягає 0 2 мм.
Коефіцієнт самодифузії. Експериментальне визначення величини пробігу ядер віддачі в твердих тілах виконано для невеликої кількості речовин і зазвичай правильно дає лише порядок величини. Пробіг ядер віддачі в досліджуваній речовині можна не визначати, якщо передбачається знайти лише енергію активації процесу дифузії. З цією метою слід, по можливості, доводити дифузний відпал до отримання одного і того ж значення виходу атомів віддачі, варіюючи відповідним чином час відпалу.
Експериментальне визначення величини пробігу ядер віддачі в твердих тілах виконано для невеликої кількості речовин і зазвичай дає лише правильний порядок величини.
Час життя вимірюється також за довжиною пробігу ядер віддачі. Непрямі методи засновані на вимірі ефективного перетину збудження ядра про в різних реакціях.
Існують лише два типи ядерних реакцій, при яких пробіг ядер віддачі досить великий: поділ ядер і реакції з утворенням високоенергетичних заряджених частинок. Франк[11]узагальнив дані по довжині пробігу продуктів поділу, а Тейлор[12]застосував методику, Франка для оцінки довжини пробігу при реакціях на швидких нейтронах.
Пробіг ядер віддачі становить частки мікрона, при цьому атоми проходять сотні вузлів в кристалічній решітці. Ядро віддачі потрапляє в капіляр тільки при сприятливих умовах, так як є велика ймовірність того, що ядро віддачі, вилетівши з кристалічної решітки, пролетить капіляр і вселиться знову в кристалічну решітку. Якщо навіть ядро віддачі потрапляє в одне з міжвузлових просторів кристалічної решітки, то воно може залишитися там слабо пов'язаним внаслідок відмінностей його кристаллохимических властивостей від властивостей атомів, що входять в вузли кристалічної решітки.
Пробіг ядер віддачі становить частки мікрона, при цьому атоми проходять сотні вузлів в кристалічній решітці. Ядро віддачі потрапляє в капіляр тільки при сприятливих умовах, так як є велика ймовірність того, що ядро віддачі, вилетівши з кристалічної решітки, пролетить капіляр і вселиться знову в кристалічну решітку. Якщо навіть ядро віддачі потрапляє в одне з міжвузлових просторів кристалічної решітки, то воно може залишитися там слабо пов'язаним внаслідок відмінностей його кри-сталлохіміческіх властивостей від властивостей атомів, що входять в вузли кристалічної решітки.
Коефіцієнт самодифузії. Експериментальне визначення величини пробігу ядер віддачі в твердих тілах виконано для невеликої кількості речовин і зазвичай правильно дає лише порядок величини. Пробіг ядер віддачі в досліджуваній речовині можна не визначати, якщо передбачається знайти лише енергію активації процесу дифузії. З цією метою слід, по можливості, доводити дифузний відпал до отримання одного і того ж значення виходу атомів віддачі, варіюючи відповідним чином час відпалу.
Подальші дослідження показали, що випромінювання, якому спочатку приписували електромагнітний характер, викликає поява ядер віддачі в таких газах, як азот, аргон і навіть порівняно важкий криптон. Причому при спостережуваних в аргоні пробігах ядер віддачі 7-фотони повинні були мати енергію, яка майже на Порядок величини більше, ніж та, яку фактично мали частки проникаючого випромінювання, що виник в берилію. Він довів, що спостерігаються в різних газах пробіги і швидкості ядер віддачі можуть виникнути при зіткненні цих ядер ні з у-фотонами, а з частками, маса яких близька до маси протона.
Подальші дослідження показали, що випромінювання, якому спочатку приписували електромагнітний характер, викликає поява ядер віддачі в таких газах, як азот, аргон і навіть порівняно важкий криптон. Причому при спостережуваних в аргоні пробігах ядер віддачі у-фотони повинні були мати енергію, яка майже на порядок величини більше, ніж та, яку фактично мали частки проникаючого випромінювання, що виник в берилію. Він довів, що спостерігаються в різних газах пробіги і швидкості ядер віддачі можуть виникнути при зіткненні цих ядер ні з - фотонами, а з частками, маса яких близька до маси протона.
Подальші дослідження показали, що випромінювання, якому спочатку приписували електромагнітний характер, викликає поява ядер віддачі в таких газах, як азот, аргон і навіть порівняно важкий криптон. Причому при спостережуваних в аргоні пробігах ядер віддачі у-кванти повинні були мати енергію майже на порядок величини більшу, ніж та, яку фактично мали частки проникаючого випромінювання, що виник в берилію.
Продукти поділу можуть потрапити в теплоносій в результаті забруднення зовнішньої поверхні оболонок твелів ураном або через дефекти в оболонці. Перше джерело був розглянутий вище і виражений через перетину реакцій, вихід і енергію продуктів поділу, склад матеріалів і пробіги ядер віддачі в залежності від їх енергії. Вихід продуктів поділу з ядерного пального істотно залежить від того, який тип пального використовується. Інші матеріали, такі, як суміш оксидів урану і плутонію, сплави урану типу UsSi, знаходяться в стадії розробки і ще не досягли комерційного застосування. Зазвичай UU2 використовується у вигляді спресованих до високої щільності і спечених таблеток, розміщених в трубці з ціркалоя або нержавіючої сталі. Інші форми використання UO2 в енергетичних реакторах, такі, як пальне з вібраційним ущільненням, знаходяться в процесі дослідження, але також ще не досягли комерційного застосування.
Так, наприклад, пробіг (в повітрі) ядра віддачі ThC образу & -щегося при а-розпаді ThC, становить всього 013 мм, в той час як пробіг відповідних а-частинок дорівнює 4 7 см. Якщо перед джерелом а-частинок (на невеликій відстані від нього помістити пластинку, то частина ядер віддачі потрапляє на неї. Було показано (на прикладі ThC)[16], Що число ядер віддачі N, захоплених платівкою (близько 10% всього що утворюється кількості ThC), не залежить від відстані /між пластинкою і джерелом, якщо останнє не перевищує пробігу ядер віддачі в газі.
Якщо ThC випускає а-частки, то ядро продукту розпаду ThC відчуває віддачу. Оскільки ThC - активний і випускаються їм електрони легко виявляються, то вихід ядер віддачі можна визначити по - активності зібраних частинок віддачі. Дуже мала довжина пробігу ядер віддачі робить цей метод значно більш чутливим, ніж метод вимірювання по а-активності.
Атом віддачі витрачає свою кінетичну енергію на відкидання зустрічаються на його шляху атомів і на іонізацію газу. Втрата енергії, переданої відкидає атомом, повинна бути тим більше, чим менше заряд атома віддачі, в той час як втрата енергії на іонізацію газу швидко збільшується з зростанням заряду. Спостерігалася мною сильна флуктуація пробігів ядер віддачі обумовлена головним чином флуктуацией числа зіткнень з атомами газу. Це вказує на те, що для цих частинок велике значення мають процеси, пов'язані з обміном енергією.
Хевеши і Зейтц збирали атоми віддачі ThC на мідному електроді, зарядженому до - 200 в. Вимірюючи вихід ядер віддачі до і після дифузії, вони визначали коефіцієнти дифузії аж до таких малих значень, як 10 - 17 см. Сек-г. Метод інтерпретації результатів вимірювання виходу ядер віддачі ідентичний з методом, що застосовувався при підрахунку по сцинтилляций, що викликається а-частинками. Рівняння (10) і (І) можуть бути використані безпосередньо, якщо замість значення R підставити максимальну довжину пробігу ядер віддачі ThC в кристалі. Довжина пробігу ядер віддачі в кристалі хлористого свинцю може бути визначена по поглинання свинцю і хлору по відношенню до а-частинок, приймаючи, що ставлення пробігу а-частинки до пробігу ядра віддачі в хлориде свинцю таке ж, як і вимірюється в повітрі.
Як згадано в розділі 4 гл. III, для швидких частинок, коли суттєвими для гальмування є електронні зіткнення, енергія, витрачена на один іон, в основному не залежить від заряду і швидкості іонізующей частки. Положення зовсім інше, якщо значна частина або навіть вся енергія передається прямо атомного ядра, як це має місце на кінці пробігу осколків або на всьому пробігу ядер віддачі. Як показує експеримент, і тут втрата енергії супроводжується іонізацією, яка відбувається завдяки тій обставині, що ні первинне зіткнення, ні вторинні зіткнення між вибитим атомом і іншими атомами гальмує середовища не є строго адіабатичними. При цьому величина енергії швидко зростає зі зменшенням швидкості частинки.
Хевеши і Зейтц збирали атоми віддачі ThC на мідному електроді, зарядженому до - 200 в. Вимірюючи вихід ядер віддачі до і після дифузії, вони визначали коефіцієнти дифузії аж до таких малих значень, як 10 - 17 см. Сек-г. Метод інтерпретації результатів вимірювання виходу ядер віддачі ідентичний з методом, що застосовувався при підрахунку по сцинтилляций, що викликається а-частинками. Рівняння (10) і (І) можуть бути використані безпосередньо, якщо замість значення R підставити максимальну довжину пробігу ядер віддачі ThC в кристалі. Довжина пробігу ядер віддачі в кристалі хлористого свинцю може бути визначена по поглинання свинцю і хлору по відношенню до а-частинок, приймаючи, що ставлення пробігу а-частинки до пробігу ядра віддачі в хлориде свинцю таке ж, як і вимірюється в повітрі.
Іонізаційна камера І. Кюрі для вимірювання величини пробігу а-частинок. Як іонізуючих частинок в цих камерах служать не самі нейтрони, а так звані ядра віддачі, вибивані нейтронами при зіткненнях з атомів. Стінки камери, на які падає ноток нейтронів, покривають речовиною, що містить водень, наприклад парафіном, і тоді іонізація газу в камері створюється протонами віддачі. Робота з нейтронної камерою має свої специфічні особливості, пов'язані з великою величиною пробігів ядер віддачі і неминучим присутністю -[- випромінювання, що створює додаткову іонізацію в камері.
Хевеши і Зейтц збирали атоми віддачі ThC на мідному електроді, зарядженому до - 200 в. Вимірюючи вихід ядер віддачі до і після дифузії, вони визначали коефіцієнти дифузії аж до таких малих значень, як 10 - 17 см. Сек-г. Метод інтерпретації результатів вимірювання виходу ядер віддачі ідентичний з методом, що застосовувався при підрахунку по сцинтилляций, що викликається а-частинками. Рівняння (10) і (І) можуть бути використані безпосередньо, якщо замість значення R підставити максимальну довжину пробігу ядер віддачі ThC в кристалі. Довжина пробігу ядер віддачі в кристалі хлористого свинцю може бути визначена по поглинання свинцю і хлору по відношенню до а-частинок, приймаючи, що ставлення пробігу а-частинки до пробігу ядра віддачі в хлориде свинцю таке ж, як і вимірюється в повітрі.
Розрізняються вони між собою за величиною постійною часу т RC контуру (див. Рис. 2 - 2), що складається з електродів камери і вхідного ланцюга вимірювального пристрою. В цьому випадку вимірюється іонізаційний струм, поточний між електродами камери. Як іонізуючих частинок в цих камерах для вимірювання потужних потоків швидких нейтронів служать не самі нейтрони, а ядра віддачі, вибивані нейтронами з атомів при зіткненнях. Стінки камери, на які падає потік нейтронів, покривають речовиною, що містить водень, наприклад парафіном. В цьому випадку іонізація газу в камері створюється протонами віддачі. Робота з нейтронної камерою має свої специфічні особливості, пов'язані з великою величиною пробігів ядер віддачі і неминучим присутністю а-випромінювання, що створює додаткову іонізацію в камері.