1.Энергетические спектры бета частиц. Нейтрино и его св-ва.

И змерения показали, что в процессе β-распада одинаковых ядер испускаются β-частицы всех энергий от нуля и до энергии (T_β)_max, называемой верхней границей β-спектра, и приблизительно равной Е_β из (Н-К). Таким образом, в отличие от линейчатых спектров α-частиц энергетический спектр β-частиц является сплошным, если не делать никаких предположений, то испускаемые β-частицы должны иметь, как и α-частицы, строго определенную и равную (T_β)_max энергию, определяемую энергетическим выходом распада. Но в спектре имеются b-частицы с любой меньшей энергией. Эти предположения послужили основанием для гипотезы (Паули, 1931 г.) о возникновении в β-распадных процессах электрически нейтральной частицы с массой покоя, близкой к нулю, и со спином, равным 1/2. Эта частица, впоследствии названная нейтрино, и должна уносить большую часть (~ (2/3)·(T_e)_max) энергии распада. Помимо закона сохранения энергии, существует еще один важный аргумент, с необходимостью приводящий к гипотезе нейтрино – закон сохранения спина. Таким образом, при β-распаде, в отличие от α-распада, из ядра вылетают не одна, а две частицы. В каждом акте β-распада распределение энергии распада между β-частицей и нейтрино может быть любым, т.е. кинетическая энергия электрона может иметь любое значение от нуля и до (T_β)_max. Для очень большого числа распадов получается уже не случайное, а вполне закономерное распределение β-частиц по энергиям, называемое β-спектром.

Нейтрино практически не взаимодействуют с веществом и его длина свободного пробега (расстояние до первого взаимодействия) в твердом веществе равна примерно 10¹⁶ км, что делает чрезвычайно сложным их регистрацию. фактически единственно доступным для регистрации остается только β-спектр. массы покоя нейтрино и антинейтрино, m_ν не превышает 18 эВ (m_ν << m_e).

2.Детекторы прямого заряда.

3.Топливные и сырьевые нуклиды.

Рассмотрим основные свойства вынужденного деления ядер нейтронами, которое возможно, если

,

(5.2.1)

где W_c - энергия возбуждения составного ядра при захвате нейтрона, равная (4.5.32)

.

(5.2.2)

Из (5.2.1) и (5.2.2) следует, что реакция деления составного ядра возможна тогда, когда кинетическая энергия нейтрона

.

(5.2.3)

Выполнение неравенства (5.2.3) возможно в двух случаях.

1). Если ε_n(C) > W_f, то из (5.2.3) следует, что реакция деления не имеет энергетического порога и деление возможно при любой энергии налетающего нуклона. Нуклиды, захват нейтрона которыми ведет к образованию составного ядра, обладающего такими свойствами, называются делящимися или топливными нуклидами. Топливные нуклиды используются для производства энергии в ядерных реакторах и в ядерном оружии.

2). W_f > ε_n(C). И хотя деление таких ядер нейтронами является экзоэнергетическим процессом и формально не имеет энергетического порога (ядро может разделиться подбарьерным путем), однако эффективно оно может делиться только тогда, когда кинетическая энергия нейтронов

.

(5.2.4)

Нуклиды, образующие при захвате нейтрона составные ядра, для которых выполняется это условие, называются сырьевыми нуклидами, так как из них возможно получение ядерного топлива.

Билет 16