Материал: l_15
Формула
Формула
Брейта
Брейта
-
-
Вигнера
Вигнера
Изолированные
уровни
составного
ядра
проявляются
при
взаимодействии
медленных
нейтронов
с
ядрами
.
Сечения
рассеяния
нейтронов
в
районе
изолированного
уровня
определяется
формулой
Брейта
-
Вигнера
(
)
2
2
2
2
4
n
nn
n
r
E
E
σ
π
∗
=
Γ
Γ
−
+
D
.
h
Γ
—
полная
вероятность
распада
уровня
составного
ядра
в
единицу
времени
;
h
а
Γ
,
h
b
Γ
,
h
n
Γ
—
вероятности
распада
уровня
составного
ядра
в
единицу
времени
с
вылетом
частиц
a
,
b
и
нейтрона
.
Сумма
всех
парциальных
ширин
a
Γ
,
b
Γ
,
n
Γ
, …
даёт
полную
ширину
уровня
:
a
b
n
Γ = Γ + Γ + Γ +
K
При
уходе
от
энергии
резонанса
r
E
на
/ 2
E
Δ = Γ
в
любую
сторону
сечение
уменьшается
в
два
раза
.
Г
–
ширина
уровня
на
половине
высоты
.
235
U
Осколок
деления
Деление
Осколок
деления
Замедлитель
Быстрые
нейтроны
Медленные
нейтроны
235
U
Осколок
деления
Деление
Осколок
деления
Замедлитель
Быстрые
нейтроны
Медленные
нейтроны
Может
уйти
из
системы
238
U
239
U
Захват
нейтрона
Превращение
в
239
Np
и
затем
в
239
Pu
Вызывают
деление
235
U,
захватываются
238
U
и
т
.
д
.
Цепная реакция деления на
тепловых нейтронах
Схема цепной реакции деления в среде с замедлителем
.
Характерной
особенностью
деления
является
то
,
что
осколки
деления
,
как
правило
,
существенно
различаются
по
массам
,
т
.
е
.
преобладает
асимметричное
деление
.
Так
,
в
случае
наиболее
вероятного
деления
изотопа
урана
236
92
U
,
отношение
масс
осколков
равно
1.46.
Тяжёлый
осколок
имеет
при
этом
массовое
число
139 (
ксенон
),
а
легкий
– 95
(
стронций
).
С
учётом
испускания
двух
мгновенных
нейтронов
рассматриваемая
реакция
деления
имеет
вид
n
+
235
92
U
→
236
92
U
→
95
38
Sr
+
139
54
Xe
+
2
n
.
Осколки
деления
образуются
в
широком
диапазоне
A
=
72-161
и
Z
=
30-65.
Асимметричное
деление
объясняется влиянием
оболочечной
структуры
ядра
.
Ядро
стремится
разделиться
так
,
чтобы
основная
часть
нуклонов
каждого
осколка
образовала
устойчивый
магический
остов
.
При
наиболее
вероятном
делении
отношение
массовых
чисел
А
и
зарядов
Z
лёгкого
и
тяжёлого
осколков
связаны
соотношениями
л
л
т
т
2
2
,
.
3
3
A
Z
A
Z
≈
≈
Массовое
Массовое
распределение
распределение
осколков
осколков
деления
деления
Глубоконеупругое
Глубоконеупругое
рассеяние
рассеяние
электрона
электрона
на
на
протоне
протоне
При
глубоко
неупругом
рассеянии
электронов
на
протоне
рождаются
новые
частицы
.
Регистрируя
энергию
E
′
и
импульс
p
′
r
рассеянного
электрона
можно
определить
энергию
переданную
электроном
R
,
энергию
h
E
и
импульс
h
p
′
r
образовавшихся
продуктов
реакции
,
квадрат
переданного
нуклону
четырехимпульса
q
2
:
2
2
2
2
2
,
,
,
/
(
) .
h
h
R E E
E
R mc
p
p p
q
R c
p p
′
= −
= +
′
= −
′
=
−
−
r
r r
r r
В
энергетическом
спектре
электронов
при
рассеянии
электронов
с
начальной
энергией
Е
= 10
ГэВ
на
протонах
наряду
с
пиком
упругого
рассеяния
отчетливо
наблюдаются
резонансы
,
соответствующие
возбужденным
состояниям
нуклона
.
Ближайший
к
упругому
пику
соответствует
возбуждению
нуклонного
резонанса
Δ
(1232).
За
ним
видны
еще
два
более
высокораспрложенных
нуклонных
резонанса
.
При
меньших
энергиях
наблюдается
непрерывный
спектр
.
Интегрирование
по
х
импульсных
распределений
кварков
,
извлеченных
из
опытов
по
глубоко
неупругому
рассеянию
,
позволяет
найти
долю
импульса
нуклона
,
которая
приходится
на
кварки
различного
типа
.
Доли
импульса
нуклона
,
которые
несут
валентные
и
морские
u
-
и
d
-
кварки
и
антикварки
,
[
]
1
0
( )
( )
u
u
u
x
f x
f
x
dx
ε
=
⋅
+
∫
,
[
]
1
0
( )
( )
d
d
d
x
f
x
f
x
dx
ε
=
⋅
+
∫
.
Для
протона
доли
импульса
u
-
и
d
-
кварков
0,36
u
ε
=
,
0,18
d
ε
=
,
что
полностью
согласуется
с
его
кварковым
составом
—
uud
.
Остальные
морские
кварки
(
s
и
c
)
дают
очень
малый
вклад
.
Доля
глюонов
в
суммарном
импульсе
протона
1
0,46
g
u
d
ε
ε
ε
= − −
=
.
Структурная
Структурная
функция
функция
протона
протона