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 


Імовірність - виліт

Імовірність вильоту з радіоактивного ізотопу того чи іншого числа частинок або квантів за деякий проміжок часу підпорядковується закону розподілу Пуассона.

Схема діода (а і розподіл потенціалу в діоді (б. Тодіймовірність вильоту п електронів за час Т описується розподілом Пуассона cn QT, де Q /0 /е - середнє число електронів, Еміт-тіруемих катодом в одиницю часу, /- середній струм і е - заряд електрона.

Визначити ймовірність вильоту електрона з К - оболонка атома звеликим атомним номером Z при - розпаді ядра.

Визначити ймовірність вильоту електрона з Х - оболонки атома з великим атомним номером Z при /3-розпаді ядра.

Визначити ймовірність вильоту електрона з Х - оболонки атома з великим Z при а-розпаді ядра.

Ставленняймовірностей вильоту /if - електрона з атома при внутрішній конверсії та випускання гамма-кванта за цей же проміжок часу називається парціальним коефіцієнтом конверсії на - оболонці атома.

Залежність ймовірності вильоту вторинної частки від кута в називаєтьсякутовим розподілом вторинних частинок. Якщо частинки - бесспіновие або в початковому стані спини налетающей частинки і мішені орієнтовані хаотично, то весь процес володіє циліндричної симетрією відносно осі, що проходить через мішень у напрямку рухупадаючих частинок.

Довжина тунелю, по якому. Pезкое зменшення ймовірності вильоту а-частинок, з ядра із зменшенням їх енергії знаходить своє відображення в уже згадуваному законі Гейгера-Неттола.

Як відомо, ймовірності вильоту (або невильоту) альфа-частинки вПротягом непересічних інтервалів часу незалежні.

У квазістаціонарному стані ймовірність вильоту частинки з ями в одиницю часу наближено дорівнює wvZ, де v - частота класичні. Через малість D для широких і високих бар'єрів час життя частинки всередині ями (т -1 /а виявляється значно більшим періоду коливань усередині ями.

Pассмотрім задачу визначення ймовірності вильоту частинки з півпростору р О.

Механізм взаємодії ядра s7Fe з резонансними Y-квантами (. Т144 кеВ. При збільшенні товщини шару ймовірністьвильоту електронів з глибинних шарів зменшується і, отже, ефектів ність реєстрації прагне до деякої граничної веліяіне. Шари товщиною менше довжини пробігу конверсійних електро-нів застосовувати недоцільно, оскільки при цьому Змен-ается ефективністьреєстрації резонансних у-квантів.

Квантова механіка дає можливість підрахувати ймовірність мимовільного вильоту з ядра урану великого уламка. Нехай ця ймовірність дуже мала, але не дорівнює нулю. Флеров показали, що мимовільне де - полон ядраурану відбувається насправді. Період напіврозпаду ізотопу t /238 з 10 мільйонів разів більше звичайного періоду напіврозпаду урану з викиданням а-частинок, що дорівнює - 1йлліарду років. З цим пов'язаний той факт, що уран 335 зустрічається в природі в невеликих кількостях.

Позначимо черезPп (t) ймовірність вильоту п електронів за час t, а через P0 (t) - імовірність невильоту жодного електрона за цей же час.

Кондона, які показали, що ймовірність вильоту а-частинки з ядра визначається ймовірністю її проникнення через кулонівськийбар'єр. Експонентний характер цього процесу виникає внаслідок експонентного загасання хвильової функції в області під бар'єром, де потенційна енергія більше енергії частинки.

Інший варіант досвіду полягає у вимірюванні ймовірності вильоту - частинок підрізними кутами 6 до напрямку спина S вихідного ядра. Для цих вимірів необхідно попередньо орієнтувати спини ядер радіоактивної речовини.

Для цього стану є кінцевий потік ймовірності вильоту частинки з ядра, пропорційний самоїймовірності знаходження альфа-частинки в ядрі. Це і призводить до експоненціального затухання ймовірності нераспавшегося стану.

Відносний ізомерний зсув 8. мм /с, для i Au (Au. | Відносний ізомерний зсув 8 мм /с, для a Np (NpAl2. Диференціальне перетин реакції -це величина, пропорційна ймовірності вильоту даної частинки - продукту реакції під певним кутом (щодо напрямку руху частинки, що викликала реакцію) і з даною енергією. Ця величина позначається da /dQ і виражається в одиницях м2 /СР Інтеграл віддиференціального перерізу по повному тілесному куту дає повний переріз.

З (9.24) видно, що при збільшенні кута в ймовірність вильоту електрона експоненціально зменшується.

Так як нас цікавить константа розпаду (3 що характеризує ймовірність вильотучастинки з ями.

Залежність потенційної енергії. При більш високих значеннях 9 спостерігається ще більше - різниця в ймовірностях вильоту. Тому не можна робити передчасного висновку про те, що оскільки десорбується практично тільки один вид частинок, то вони вадсорбційному шарі переважають.

Асиметрія розподілу Тп232 протонами різних енергій (трикутники вказують роздільну здатність по енергії. |PАспределенія випадків поділу за кількістю випущених нейтронів для. Важливі відомості про порушення осколків можуть бутиотримані з даних по відносить, ймовірності вильоту різного числа нейтронів в акті поділу. Pаспределеніе числа випадків поділу але v для ІЕК-яких ізотопів см. па рис. 7 там же показані теоретич.

По-друге, ефект кулонівського відштовхування між протонами через малупроникності кулонівського бар'єру на кілька порядків зменшує ймовірність вильоту протонів з середніх і важких ядер. Ще раз відзначимо той парадоксальний факт, що сили відштовхування можуть збільшувати час перебування протонів усередині ядра.

В (278) введенопозначення А% - для швидкості спонтанного розпаду верхнього рівня і (ri2) - для ймовірності вильоту резонансних квантів із середовища, яка залежить від оптичної глибини Ti2 в центрі лінії і контура перетину поглинання. Крім того, враховані джерела випромінювання (в даних припущеннях -рівноважні) на верхньому рівні.

Енергетично перші дві реакції можливі на будь-яких ядрах, якщо нейтрони: достатньо швидкі, але при цьому часто відбуваються конкуруючі реакції, наприклад виліт двох і більше нейтронів, що-зменшує ймовірність вильотузаряджених частинок. Продукти (п, р) - реакції є изобарами вихідного ядра з атомним номером на одиницю менше. Pадіонукліди, що утворюються за реакцією (п, а), мають масове число ядер л атомний номер відповідно на три і дві одиниці менше.

Адсорбованийкисень (па всіх вивчених каталізаторах) міцно закріплений на поверхні твердого тіла і при взаємодії з вуглеводнем газової фази утворює перекисний радикал, зв'язок якого з гратами повинна бути міцнішою; ймовірність вильоту в обсяг такої часткистає значно меншою. З підвищенням температури змінюється співвідношення швидкостей різних стадій, і при 500 - 600 майже на всіх окисних каталізаторах протікає поверхнево-об'ємний процес. У цьому випадку роль каталізатора зводиться тільки до генераціїактивних частинок, здатних вести реакцію в обсязі, і цей процес не відрізняється від звичайного гомогенного ланцюгового окислення вуглеводнів.

Ми бачимо з (7), що перетин реакції (1), як і раніше изотропно і не залежить від поляризації Л - гіперонів, проте на відміну від випадкуPtfPwP /v 1 тепер матричний елемент пропорційний р і ймовірність вильоту Л - гіперонів малої енергії різко зменшується. Перетин реакції (2) анізотропно в цьому випадку і залежить від поляризації Л - гіперонів. В силу незбереження парності при розпаді це призведе до того, що числоя-мезонів, що виникли при розпаді Л - гіперонів і вилетіли вгору і вниз відносно площини реакції, буде різна.

Експерименти показують, що утворюються при ядерних реакціях частинки тільки в дуже рідкісних випадках вилітають рівноймовірно в усіхнапрямках. У більшості випадків ймовірність вильоту вторинної частки залежить від кута в між напрямками руху первинної та вторинної частинок. На рис. 11.1 зображена схема взаємодії частинок з мішенню.

НезбереженняP- Парності і СP-Інваріантність врозпаді мюонів (умовне зображення. дзеркальне відображення всіх трьох координат представлено як відображення у звичайному дзеркалі, що в даному випадку не міняє фізичних наслідків. Збереження парності означає дзеркальну симетрію процесів: у дзеркально-симетричнихсистемах вони повинні відбуватися з однаковою ймовірністю. Тому при збереженні парності ймовірність вильоту електронів під кутами 0 і тг - 0 повинна бути однаковою.

Необхідно відзначити, що еффузіонний потік багатше молекулами з великими швидкостями. Цепояснюється тим, що ймовірність вильоту молекул, що володіють великими швидкостями, вище.

З перерахованих вище процесів розподіл відбувається тільки з важкими ядрами. Що стосується випускання частинок, то ймовірність вильоту зарядженої частинки через бар'єрних ефектів,взагалі кажучи, менше, ніж нейтральною. Цей висновок не відноситься до легких ядер і несправедливий для дуже великих збуджень ядра, коли бар'єрний фактор не грає ролі.

Співвідношення (47.35) застосовне не тільки при розсіюванні р - р, але і для будь-якого каналу з L 0 якщо всіінші канали закриті. Якщо є ще один відкритий канал, але ймовірність вильоту частинки в ньому мала, то співвідношення (47.35) залишається наближено справедливим. Оскільки зсув фази визначається значенням на кордоні г Ь, то залежність К0 від енергії визначає залежністьперерізи реакції від енергії в околиці порогу каналу. Функція f має відношення до методу ефективного радіусу[284 -288]) В теорії розсіяння.

Таке рівняння буде використано далі для побудови однієї оцінки ймовірності вильоту методом математичних очікувань.

Чисельні оцінки величин у формулі (280) показують, що облік рекомбінаційних потоків з верхнього рівня може суттєво зменшити інтенсивність джерел випромінювання та зменшити довжину термалізації континууму. Дійсно, інтенсивність цих процесів,описуваних в (279) в наближенні Біберман-Холстейна, залежить від імовірності вильоту (або загибелі в процесах поглинання) резонансних квантів. Остання величина залежить від числа пробігів резонансного випромінювання на довжині термалізації континууму. Якщо введене в (280)відношення S наближається до одиниці, то джерела випромінювання (гальмівні та фоторекомбінаціонние на верхніх рівнях) в області континуума ефективно знижуються, а виходить випромінювання зменшується наближено в - (1 - 6) раз. При цьому фотони, народжені в глибоких гарячих областяхплазми за порогом континууму, за рахунок ефекту дроблення фотонів в процесах некогерентного розсіяння переробляються в лінії і континуум з меншою енергією. Утворені резонансні кванти або виносяться з плазми, або беруть участь у подальших процесах термалізаціїпри енергіях менших порогової. Для доплерівського механізму уширення ліній, як показують оцінки, величина S З 1 на довжині термалізації континууму, і вплив ліній не повинно бути суттєвим при формуванні випромінювання в лаймановском континуумі. Ця умова можездійснитися при збільшенні ширини лінії, незважаючи на відносно велике число пробігів резонансного випромінювання на довжині термалізації. При цьому ширина спектру резонансного випромінювання залишається малою в порівнянні з пороговою енергією континууму і на умову променистогорівноваги практично не впливає.

Однак реактор має кінцеві розміри. Тому коефіцієнт розмноження нейтронів для реактора повинен бути записаний у вигляді /С /Со (1 - р), де р - ймовірність вильоту нейтрона за межі реактора. Щоб реактор почав працювати,необхідно, щоб коефіцієнт /С був більше одиниці. Під час роботи реактора коефіцієнт розмноження До повинен в точності дорівнювати одиниці.

Однак реактор має кінцеві розміри. Тому коефіцієнт розмноження нейтронів для реактора повинен бути записаний у вигляді /З /З (1 - р), де р - ймовірність вильоту нейтрона за межі реактора. Щоб реактор почав працювати, необхідно, щоб коефіцієнт /С був більше одиниці. Під час роботи реактора коефіцієнт розмноження /С повинен в точності дорівнювати одиниці.

Основна масаелектронів знаходиться в заповненій зоні, причому щільність енергетичних рівнів в заповненій зоні росте в напрямку від верхньої межі зони до нижньої. Таким чином, число електронів в певному інтервалі енергії збільшується в напрямку від верхньої межізаповненої зони до її нижньої межі, а разом з цим змінюється і ймовірність вильоту електронів з напівпровідника під впливом якого-небудь зовнішнього впливу.

З прозорістю бар'єру легко зв'язати постійну розпаду X. Альфа-частинка, яка перебуває впотенційній ямі, підлітаючи до бар'єру, може відбитися від бар'єра і залишитися в ядрі, але може і просочитися крізь бар'єр, вийти з ядра. Прозорість бар'єру являє собою ймовірність вильоту а-частинки з ядра при одному ударі її об бар'єр.

Необхідновідзначити, що Еффузіонний потік багатше молекулами з болипімі швидкостями. Можна показати, що середня енергія такого потоку дорівнює 2 І Т замість 3 /2RT для газу всередині судини. Це пояснюється тим, що ймовірність вильоту молекул, що володіють великими швидкостями, вище.

?азмноженіе нейтронів в решітці з уранових стержнів і сповільнювача зручно описувати за допомогою ймовірностей окремих процесів, які можуть тут мати місце. Тут наводиться лише короткий перелік основних понять. Припустимо, що середовище, в якому відбуваєтьсярозмноження, має нескінченні розміри, так що ймовірність вильоту назовні як швидких, так і повільних нейтронів дорівнює нулю. Pассмотрім історію N нейтронів від моменту їх народження в процесі поділу до моменту захоплення. Швидкі нейтрони можуть викликати появу вториннихшвидких нейтроргов внаслідок поділу Ui35 або U238 причому поділу U238 більш ймовірні внаслідок більшого вмісту цього ізотопу в природному урані.

У цьому випадку у формулах (30.16) відсутні поправочні члени. Проте використання величин (30.20) має переваги втеоретичному відношенні, так як при цьому система рівнів ЄК (Е) при всіх енергіях не залежить від вибору радіуса каналу. Ця обставина призводить до того, що канали р, L дають відносно малий внесок у вірогідність вильоту, оскільки хвильова функція на кордоні каналудосить велика порівняно з її значенням на нескінченності. Тому можна очікувати, що обчислені значення Е будуть перебувати в досить хорошому злагоді з експериментально спостережуваними резонансами, так як останні відповідають великої ймовірності перебуваннясистеми всередині ядра. Проте ці міркування є якісними, так як ймовірність перебування системи всередині поверхні 5 залежить більше від поведінки хвильової функції всередині поверхні S, ніж від того, як велика ця функція на самій поверхні. Далі, згідно(30.6), логарифмічна похідна для каналу р, L, взагалі кажучи, відрізняється від логарифмічної похідної GL, і, отже, умова, щоб 1F мала на поверхні 5 найбільше значення в порівнянні з її значенням на нескінченно віддалених ділянках каналів, в загальному випадкуне можна виконати для всіх каналів. Однак, якщо ЇЇ (Е), то другий член в (30.6) звертається в нуль, і ця умова виконується. Можна подумати, що при більшій кількості відкритих каналів рішення, для якого внутрішні функції зшиваються з GL у всіх каналах, відповідаєтеоретичному верхній межі перетину розсіяння (Л2 /я для S-хвилі), що відбувається одночасно з реакціями. Однак це не так, оскільки таке рішення містить падаючі хвилі у всіх каналах і з факту його існування не можна безпосередньо зробити простих висновківщодо матриці розсіювання.

Pеакціі при середніх енергіях супроводжуються зазвичай випусканням га, р, а, Н3 Не3 d і осколків розподілу. Відносні ймовірності випускання різних комбінацій цих частинок і їх повне число залежать, як це і слід було очікувати, відприроди ядра-мішені, а також від енергії і типу падаючої частинки. В реакціях, що протікають через складене ядро, ймовірність емісії деякої частки залежить, по суті, від суми її енергії зв'язку і висоти кулонівського бар'єру, який вона повинна подолати, щоб покинутиядро: чим більше сума, тим менше ймовірність вильоту частинки. Це означає, що випускання нейтронів буде, взагалі кажучи, більш кращим.

Темновий струм ФЕП при різних напругах між його дино-дами. Слабкі потоки випромінювання реєструють за допомогоюфотоелементів, болометрів та інших приладів. Однак для гранично слабких потоків застосовують лічильну техніку, аналогічну техніку рахунки електронів. Для лічби фотонів використовують фотоелектронні помножувачі (ФЕУ), у яких крім розглянутої вторинно-емісійної системиє ще фотокатод з фокусирующей системою. З фотокатода під дією фотонів вилітають електрони, які фокусуються на першому дінодов помножувача. Імовірність вильоту фотоелектрона г) складає всього лише кілька відсотків.

Випускання протона абонейтрона ніколи не може супроводжуватися виграшем енергії, так як крива дефектів мас ніде не піднімається із зростанням атомної ваги. Навпаки, енергетичний баланс був би ще більш сприятливий, ніж при випусканні а-частинки, якби відкололася така важкаскладова частина ядра, яка, як наприклад ядро ​​С12 також має велику енергію зв'язку. Тут, однак, заважає потенційний бар'єр ядра, який робить енергетично можливий виліт важкої частинки практично нереальним. Ми бачимо, що в негативному показникустоять корінь з маси і висота потенційного бар'єра, яка в основному визначається величиною кулонівських сил. Тому ймовірність вильоту така мала, що подібний розпад ніколи не може бути спостережено. Отже, випущення складного ядра може відбутися лише внаслідок випадкового збігу вильоту декількох елементарних частин ядра. Такий збіг тим менш імовірно і, отже, відбувається тим рідше, чим більше елементарних складових частин потрібно для утворення нового ядра. Тому немає нічого дивного в тому, що а-ча-стіца є єдиною важкої часткою, яка може вилетіти з ядра при радіоактивному розпаді.

У зв'язку з цим в 1956 р. китайські фізики-теоретики Лі Чжен-дао і Ян Чжень-нін, що працюють в США, висунули припущення, що в ядерних процесах, обумовлених слабкими взаємодіями, парність не зберігається. В області сильних взаємодій збереження чіткості суворо підтверджується всією сукупністю фактів. Для перевірки цього припущення Лі і Ян запропонували ряд експериментів, які внаслідок принципової важливості питання негайно були здійснені багатьма експериментаторами. Перший досвід був проведений в 1957 р. групою американських фізиків під керівництвом китаянки професора By. На прикладі р-випромінювання радіоактивного ізотопу Со 0 вони виявили, що при - випромінюванні парність не зберігається. Так як закон збереження парності пов'язаний з симетрією дзеркального відображення, то в разі збереження парності, як показують розрахунки, вірогідність вильоту р-електрона в будь-якому напрямку однакова.

Найбільш цікавою видається залежність ставленняP/Pв від зсуву отвори від осі циліндра. Ця залежність практично не істотна при великих відношеннях HIR і малих r /R. Однак залежність P /Pe f (p /R) спостерігається більш ясно при зменшенні висоти Н осередку. Але найбільш помітне відхилення вимірюваного тиску пара від рівноважного спостерігається при збільшенні розмірів еффузіонного отвори. Таким же чином легко простежити залежністьP/Pе від коефіцієнта випаровування. З табл. 1 і 2 видно, що залежність від а, так само як і у випадку центрального отвору, практично не істотна тільки при малих відносинах r /R, за умови, що відношення висоти комірки до її радіусу досить велике. Відхилення вимірюваного тиску від рівноважного зменшується при збільшенні коефіцієнта випаровування. Аналогічно можна виявити залежність ймовірності вильоту від параметрів осередку.