рефераты
Главная

Рефераты по рекламе

Рефераты по физике

Рефераты по философии

Рефераты по финансам

Рефераты по химии

Рефераты по хозяйственному праву

Рефераты по цифровым устройствам

Рефераты по экологическому праву

Рефераты по экономико-математическому моделированию

Рефераты по экономической географии

Рефераты по экономической теории

Рефераты по этике

Рефераты по юриспруденции

Рефераты по языковедению

Рефераты по юридическим наукам

Рефераты по истории

Рефераты по компьютерным наукам

Рефераты по медицинским наукам

Рефераты по финансовым наукам

Рефераты по управленческим наукам

психология педагогика

Промышленность производство

Биология и химия

Языкознание филология

Издательское дело и полиграфия

Рефераты по краеведению и этнографии

Рефераты по религии и мифологии

Рефераты по медицине

Реферат: Взаємодія елементарних частинок з речовиною

Реферат: Взаємодія елементарних частинок з речовиною

РЕФЕРАТ

на тему:”Взаємодія елементарних частинок

з речовиною

План

1. Взаємодія важких заряджених частинок з речовиною.

2. Вільний пробіг важких заряджених частинок у речовині.

3. Взаємодія електронів з речовиною.

4.Взаємодія нейтронів з речовиною.


3.5.1 Взаємодія важких заряджених частинок з речовиною

До важких частинок відносяться частинки, маси яких у сотні разів більші за масу електрона. При русі в речовин важкі заряджені частинки стикаються з електронами атомів і взаємодіють з ними завдяки взаємодії їх електричних полів. Зіткнення важких заряджених частинок з ядрами атомів досить рідке явище, тому що ядра займають в атомах відносно малий об’єм . Ядра мало впливають на гальмування важких заряджених частинок.

Розглянемо якісну взаємодію важкої частинки А із зарядом q, яка рухається із деякою швидкістю повз електрон е (рис. 3.4.1). Якщо швидкість електрона набагато менша швидкості частинки, то електрон можна вважати нерухомим. При дії заряджено частинки на нерухомий електрон виникає кулонівська сила:

 (3.5.1.1)

де r – відстань між зарядами (залежить від часу); εо = 8,85·10-12 Ф/м - діелектрична проникність вакууму.

Кулонівська сила спрямована вздовж радіуса r. Позитивно заряджена частинка притягує електрон, і він почина рухатися у напрямку до частинки. Негативно заряджена частинка, навпаки, відштовхує електрон. Оскільки маса важкої частинки набагато більша маси електрона, то частинка після зіткнення з електроном майже не змінює напрямку свого руху.

Рис.3.4.1

Енергетичні втрати важко зарядженої частинки на одне зіткнення з електроном оцінюють за формулою:

 (3.4.3.2)

де p – найкоротша відстань електрона до траєкторії частинки (параметр зіткнення, рис.3.4.1).

 Енергетичні втрати пропорційні квадрату заряду частинки. Із збільшенням швидкості , час взаємодії частинки з електроном, а разом з ним і втрати енергії на одне зіткнення зменшуються. Енергетичні втрати не залежать від маси частинки, тому що під зіткненням частинки з електроном розуміють взаємодію їх електричних полів. Мінімальн непружні втрати обмежуються енергією збудження електрона в атомі. Частинка може передати електрону лише порцію енергії, що дає можливість перевести його на один із збуджених рівнів атома. Внаслідок цього, починаючи з деякого параметра зіткнення p > pо, частинка взаємодіє не з окремим електроном, а з усім атомом. У цьому випадку відбувається пружне зіткнення частинки з атомом.

Максимальний параметр зіткнення , при якому атом збуджується або іонізується, залежить від порядкового номера Z , тобто від ступеня зв'язку електронів в атомі.

Енергетичні втрати зарядженої частинки в непружних (збудження й іонізація) і пружних (зіткненнях з атомами) прийнято відносити до іонізаційних втрат. Вони характеризуються питомою іонізацією, рівною числу іонних пар (електрон, іон), які виникають на одиниці шляху руху частинки. На створення однієї іонної пари в одній і тій же речовин всі заряджені частинки витрачають в середньому однакову енергію, з яко приблизно одна половина йде на іонізацію, а інша – на збудження і на пружн зіткнення з молекулами. Наприклад, заряджені частинки витрачають на утворення однієї іонної пари в повітрі приблизно 34 еВ своєї енергії. З цієї енергії на онізацію молекули йде близько 15 еВ, а інші 19 еВ – на збудження і пружн зіткнення.

Питому іонізацію неважко розрахувати виходячи з питомих втрат енергії (dЕ/dx) , яка дорівнює змін кінетичної енергії частинки на одиницю пройденого шляху в речовині. Число онних пар Nі на одиниці шляху дорівнює питомій втраті енергії, поділеній на середні втрати енергії в речовині на утворення однієї іонної пари:

 (3.5.1.2)

Питома втрата енерг частинки, як і зміна енергії електричного поля при зіткненні з електроном, залежить від квадрата заряду частинки і від квадрата її швидкості. Крім того, вона пропорційна числу електронів, з якими відбуваються зіткнення на одиниц шляху. Кількість таких зіткнень в свою чергу пропорційна концентрації атомних електронів у речовині Nе:

 (3.5.1.3)

Питомі втрати енерг лінійно залежать від густини атомних електронів . В свою чергу густина атомів N для твердих речовин майже постійна, а Nе1 = Nе2 . Тому іонізаційні питомі втрати енергії в двох простих речовинах відносяться між собою як їх порядкові номери в таблиці Менделєєва:

 (3.5.1.4)

Так, іонізаційні втрати протона у свинці (z = 82) приблизно в 16 разів більші, ніж у вуглеці (z =6).

3.5.2 Вільний пробіг важких заряджених частинок у речовині.

Заряджена частинка проходить у речовині деяку відстань, перш ніж вона втратить всю свою кінетичну енергію. Пройдений зарядженою частинкою в речовині шлях до зупинки, називають вільним пробігом R. Величину вільного пробігу визначають за питомими втратами енергії. Чим більша густина атомних електронів і заряд частинки, тим ці втрати більш тем менший пробіг частинки в речовині. Важкі заряджені частинки, як взаємодіють в основному з атомними електронами, мало відхиляються від напрямку свого початкового руху. Тому пробіг важкої частинки вимірюють відстанню по прямій від джерела частинок до точки її зупинки.

Параметр зіткнення а–частинок з електронами має імовірний характер, а тому вільні пробіги а–частинок у речовині мають деякий розкид. Незначна частина a–частинок проникає дал нших від джерела. Середній пробіг Ra моноенергетичних a–частинок звичайно розраховують за допомогою емпіричних формулах. Так у повітрі при нормальних умовах:

 (3.5.2.1)

де Ra – пробіг у см; Ea – кінетична енергія a – частинок у МеВ.

Для a – частинок природних a – випромінювачів (4 МеВ < Ea < 9 МеВ), В = 0.318 , n = 1.5. Для a – частинок з більш високими енергіями Еа≥ 200 ( МеВ) В = 0.148 , n = 1.8. Так, a – частинки з енергіями Ea = 5 МеВ пробігають у повітрі відстань 3.51 см, а з енергією Ea = 30 МеВ – 68 см. Відношення лінійних пробігів двох типів частинок, які розпочинають рух у повітрі з однаковими швидкостями, пропорційний відношенню питомих втрат енергії цих частинок:

, (3.5.2.2)


де m1 і m2 відповідно, маси частинок; z1 і z2 – зарядові числа частинок.

Часто замість лінійного пробігу використовують масовий пробіг зарядженої частки Rm, який виражається у грамах на квадратний сантиметр (г/см2). Чисельно масовий пробіг дорівнює масі речовини, яка розміщена в циліндрі, висота якого дорівнює лінійному пробігу частинки R у сантиметрах, з площею поперечного перерізу – 1 см2 .

, (3.5.2.3)

де ρ – густина речовини в г/см3.

Масовий пробіг заряджено частинки зручний тим, що він мало залежить від хімічного складу речовини.

3.5.3 Взаємодія бета-частинок з речовиною

При русі в речовині легк заряджені частинки втрачають свою енергію. Ці втрати можна поділити на онізаційні й радіаційні.

При русі легких заряджених частинок у речовині питомі іонізаційні втрати зменшуються із збільшенням їх швидкості до кінетичних енергій, які дорівнюють подвоєний енергії спокою електрона, а потім повільно зростають.

 Радіаційні втрати спостерігаються при прискореному русі вільних заряджених частинок в електричному полі ядра. Пролітаючи поблизу ядра, заряджена частинка відхиляється від свого попереднього напрямку під дією кулонівської сили F. Ця сила пов'язана з масою частинки m і її прискоренням a другим законом Ньютона F = ma. Вільний заряд, який рухається з прискоренням a , випромінює електромагнітні хвилі, енергія яких пропорційна порядковому номеру елемента. Оскільки кулонівська сила пропорційна порядковому номеру елемента в таблиці Менделєєва z, то a2 ~ z2/m2 . Отже, радіаційні втрати важких заряджених частинок значно менші радіаційних втрат електронів і позитронів. Із збільшенням енергії електронів їх електричне поле в перпендикулярному напрямку підсилюється, тому радіаційні втрати ростуть пропорційно до зростання кінетичної енергії електронів Ее- . Отже, питомі радіаційн втрати енергії Ее- пропорційні енергії і квадрату порядкового номера речовини:

. (3.5.3.1)

Іонізаційні втрати в електронів переважають в області порівняно невеликих енергій. Із збільшенням кінетичної енергії внесок іонізаційних втрат у загальних втратах енерг зменшується. Оскільки питомі іонізаційні втрати , то відношення питомих радіаційних і іонізаційних втрат k енергії пропорційне , тобто

 , (3.5.3.2)

 

тут Ее- береться у МеВ.

Енергію електронів, при якій питомі іонізаційн радіаційні втрати рівні (k = 1), називають критичною. Критична енергія для заліза (z = 26) дорівнює 31 МеВ, а для свинцю (z = 82) - приблизно 9.8 МеВ. Практичний інтерес має не дійсний лінійний пробіг, а ефективний. Він дорівнює товщині шару речовини, яка повністю поглинає електрони. Ефективн масові пробіги Rme моно енергетичних електронів знаходять за емпіричними формулами:

  для

 для  (3.5.3.3)

де Rme вимірюють у грамах на квадратний сантиметр (г/см2); Eе - кінетична енергія електронів у МеВ.


3.5.4 Взаємодія нейтронів з речовиною

Нейтрони, пролітаючи крізь речовину, безпосередньо не іонізують атоми й молекули, подібно до заряджених частинок. Тому нейтрони виявляють за допомогою вторинних ефектів, які виникають при взаємодії їх з ядрами. У результаті зіткнення нейтронів з ядрами речовини, природа останніх не змінюється, а самі нейтрони розсіюються на атомних ядрах.

Зіткнення нейтронів з ядрами можуть бути пружними й не пружними. При непружних взаємодіях відбуваються ядерні реакції типу (n, a), (n, p), (n, γ), (n, 2n) т.д., і спостерігаються ядерні реакції поділу важких ядер.

Імовірність проходження тієї чи іншої ядерної реакції визначається мікроскопічним перерізом реакц σ(n, a), σ(n, p), σ(n, y), σ(n, 2n) і т.д. (першою в дужках записується частинка, яка бомбардує нейтрон, другою частинка, що випускається, або γ-квант).

Мікроскопічний переріз σ можна уявити як перетин сфери, описаної навколо ядра. Перетинаючи сферу, нейтрон може вступити в реакцію з ядром. Поза сферою радіусом взаємодії не відбуваються. Мікроскопічний переріз виміряється в квадратних сантиметрах (см2) і барнах (1барн = 10-24 см2). Експериментально доведено, що при енергіях нейтронів, більших за 10 МеВ, повний ефективний переріз дорівнює :

 , (3.5.4.1)

де R - радіус ядра.

Звідси радіус ядра дорівнює

 R =  (3.5.4.2)

Більш точн експериментальні вимірювання радіуса ядра R в залежності від масового числа A були проведені з використанням нейтронів з енергіями 14 і 25 МеВ. Вимірювання показали, що

 

 R = (1,3 ÷1,4)·10-15 A1/3 м. (3.5.4.3)

Помноживши мікроскопічний переріз σ на число ядер у 1 см3 поглинаючої речовини N, одержимо повний переріз усіх ядер у 1 см3 поглинаючої речовини. Макроскопічний переріз Σ в цьому випадку дорівнює:

  (3.5.4.4)

Макроскопічний переріз має розмірність, обернено пропорційну до розмірності довжини, см-1. Тому при , де Nо - число Авогадро, маємо

 . (3.5.4.5)

В залежності від енерг нейтронів, їх ділять на такі групи:

·      ультрахолодн нейтрони;

·      нейтрони з енергією меншою 10-7 еВ;

·      холодні нейтрони;

·      нейтрони з енергією меншою за 5·10-3 еВ.

Ультрахолодні й холодн нейтрони мають дуже великі проникні здатності в полікристалічних речовинах. Теплов нейтрони - це нейтрони, які перебувають у термодинамічній рівновазі з атомами навколишнього розсіюючого середовища. Через відносно слабке поглинання в середовищ х швидкості підпорядковуються максвеллівському розподілу. Тому такі нейтрони називаються тепловими. Енергія теплових нейтронів при кімнатній температурі дорівнює 0,025 еВ. Швидкості теплових нейтронів характеризуються енергією E0 = k·T, де T - абсолютна температура, а k - стала Больцмана.

Надтеплові нейтрони - нейтрони з енергією від 0.1 еВ до 0.3 кеВ. При проходженні надтеплових нейтронів через поглинаючі і розсіюючі середовища, переріз взаємод підпорядковується закону 1/, де  швидкість нейтрона. При цих значеннях енергії нейтронів у речовині відбуваються реакц радіаційного захоплення типу (n, γ).
 Нейтрони проміжних енергій - нейтрони з енергією від 0.5 кеВ до 0.2 МеВ. Для нейтронів цих енергій найбільш типовим процесом взаємодії з речовиною є пружне розсіювання.

Швидкі нейтрони - нейтрони з енергією від 0.2 МеВ до 20 МеВ, характеризуються як пружними, так і не пружними розсіюваннями і виникненням граничних ядерних реакцій.

Над швидкі нейтрони - нейтрони, як мають енергією понад 20 МеВ. Вони характеризуються ядерними реакціями з виділенням великого числа частинок. При енергіях нейтронів більших за 300 МеВ, спостерігається слабка їх взаємодія з ядрами (ядра стають прозорими для надшвидких нейтронів). В цьому випадку появляються так звані "реакц сколювання", у результаті яких ядра, у які проникли нейтрони, діляться на кілька осколків.

Нейтрони тієї чи іншо енергетичної групи, проходячи через матеріальне середовище, поводяться досить специфічно. У загальному випадку нейтрони, які проникли в речовину, розсіюються поглинаються ядрами. Якщо на поверхню плоскої мішені ( речовини, що опромінюється нейтронами ) товщиною d падає паралельний пучок моноенергетичних нейтронів, швидкості яких спрямовані перпендикулярно до поверхні мішені, то після проходження цієї речовини частина нейтронів вибуває з пучка. На глибині x величина потоку первинних нейтронів ослабляється до значення Ф(x). Зменшення величини потоку нейтронів dФ у шарі dx дорівнює добутку σt· Ndx помножену на величину Ф(x):

 dФ = - σtФ(х)ndx, (3.5.4.5)

де σt = σs + σa - повний переріз реакції; σs переріз пружного розсіювання нейтронів; σа – переріз поглинання нейтронів; n – концентрація ядер поглинаючої речовини.

Знак мінус показує на зменшення потоку нейтронів у шарі речовини.

Розділимо змінні та нтегруємо це рівняння, одержимо:

 lnФ(х) = - nσtx + C. 3.5.4.6)

Постійну інтегрування C знайдемо з граничних умов: при x = 0, Ф = Фо і ln Фо = C. Замінимо в рівнянні (3.5.4.6) постійну C й одержимо:

  (3.5.4.7)

Потенціюючи останнє рівняння, одержимо закон ослаблення паралельного пучка нейтронів у плоскій мішені речовини, яка ними опромінюється:

  (3.5.4.)

Густина потоку Ф(x) зменшується із збільшенням товщини шару речовини за експонентним законом . Розподіл густини потоку первинних нейтронів по товщин мішені залежить від величини перерізу σt і концентрації ядер n .

Переріз σt вимірюється експериментально. Експериментальні дані нейтронних перерізів можна знайти в спеціалізованих збірниках і атласах ядерних констант.







© 2009 База Рефератов