ПРИЛОЖЕНИЕ О. Люминесценция в молекулах и кристаллах

Люминесценция в газах, жидкостях и органических кристаллах – это молекулярный процесс, который можно упрощенно рассмотреть при помощи схемы энергетических уровней двухатомной молекулы (рис. О.1). Кривые на схеме изображают зависимость потенциальной энергии молекулы люминофора от межатомного расстояния: нижняя кривая относится к основному, а верхняя – к возбужденному электронному состоянию. В каждом состоянии имеется набор колебательно-вращательных уровней (изображены горизонтальными линиями).

Прохождение излучения через вещество может привести к переходу молекул из основного электронного состояния в возбужденное (линия АА’). Согласно принципу Франка-Кондона, этот переход имеет место при определенном межатомном расстоянии, поэтому точка А’ будет соответствовать сильно возбужденному колебательному состоянию. Избыточная энергия быстро передается колебаниям решетки кристалла или молекулам растворителя. В результате молекула оказывается на одном из нижних колебательных уровней возбужденного электронного состояния (точка В’). В основное электронное состояние молекула может возвратиться по пути В’В в результате флуоресценции[215] – испускания фотона. Среднее время жизни возбужденной молекулы относительно флуоресценции (~10^–8 с) велико по сравнению с периодом внутримолекулярных колебаний (~10^–13 с). Из рис. О.1 следует, что люминофор в значительной степени прозрачен для собственного излучения, так как его спектр испускания (путь В’В) сдвинут относительно спектра поглощения (путь АА’) в сторону меньших энергий фотонов.

Конкурирующими процессами по отношению к флуоресценции служат: а) безызлучательный переход из возбужденного электронного состояния в основное (особенно, когда обе кривые потенциальной энергии подходят близко одна к другой, т.е. вблизи уровня С на рис. О.1); б) диссоциация молекулы, когда уровень А’ расположен выше последнего дискретного уровня D, отвечающего связанному состоянию. При безызлучательном переходе энергия возбуждения перходит в энергию теплового движения, т.е. происходит тушение флуоресценции. Чем выше температура, тем больше амплитуда колебаний решетки и тем больше вероятность тушения.

В сложных многоатомных молекулах процессы поглощения энергии и испускания света происходят более сложным образом, но приведенные качественные рассуждения остаются справедливыми и для сложных молекул.

Поскольку связи между молекулами в кристаллах органических веществ почти не нарушают структуры самих молекул, то процесс высвечивания энергии можно рассматривать на примере отдельной молекулы. Механизм высвечивания в неорганических кристаллах лучше всего может быть описан с помощью зонной теории твердого тела (ПРИЛОЖЕНИЕ Н). В соответствии с этой теорией в чистом кристалле диэлектрика существует валентная зона, заполненная электронами, и пустая зона проводимости. Последняя лежит над первой и отделена от нее запрещенной зоной, в которой электроны не могут находиться (рис О.2). Однако любые дефекты в кристалле (атомы примесей, вакансии и т.п.) могут создавать разрешенные уровни энергии в запрещенной зоне. Электроны, находящиеся на уровнях, связанных с дефектами, сильно локализованы вблизи этих дефектов.

При прохождении ионизирующего излучения через кристалл электрон может перейти из валентной зоны в зону проводимости (путь АА’) и перемещаться внутри кристалла до тех пор, пока не вернется в валентную зону или не будет захвачен дефектом. В последнем случае электрон переходит на энергетический уровень, связанный с дефектом (путь А’В’), а избыток энергии передается колебаниям кристаллической решетки. С этого нового уровня электрон путем флуоресценции может перейти в валентную зону (ВВ’). Потерять свою энергию электрон может и без излучения, например, в результате полного перехода ее в энергию колебаний, однако такой процесс маловероятен, поскольку ширина запрещенной зоны (порядка 7 эВ) много больше энергии теплового движения. Прозрачность кристалла по отношению к флуоресценции обеспечивается тем, что энергия высвечиваемых фотонов меньше разности энергий электрона в валентной зоне и в зоне проводимости, а оптическое поглощение кристалла заключается, главным образом, в переходах между этими двумя зонами. Создание в кристаллах центров флуоресценции часто осуществляется искусственно, путем введения в них небольших количеств соответствующих примесей, носящих название активаторов. Обычно активаторами служат атомы металлов (Ag, Tl и др.).

На основе нестимулированной радиолюминесценции разработаны сцинтилляционные методы регистрации ионизирующих излучений. В дозиметрии широко применяются термолюминесцентные дозиметры. Их действие основано на испускании света при нагревании облученного неорганического вещества, называемого термолюминофором. Механизм термолюминесценции можно объяснить, рассматривая существование в запрещенной зоне термолюминофора дискретных уровней двух типов, связанных с ловушками и активаторами. При поглощении энергии излучения активатором (например, Ag) и основным веществом люминофора появляются свободные электроны, захватываемые ловушками; атомы активатора при этом ионизируются. Этот процесс называется запасанием светосуммы (рис. О.3). Освобождение электронов из ловушек при нагревании приводит к их рекомбинации с ионами активатора. Энергия, выделяющаяся в результате рекомбинации, переводит активатор в возбужденное состояние, которое впоследствии испускает фотон (высвечивается).

Термолюминофоры характеризуются кривой термовысвечивания I(T) с максимальным пиком при определенной температуре. Максимум появляется вследствие одновременного протекания двух процессов: освобождения электронов при нагревании и опустошения ловушек. С ростом температуры количество освобожденных электронов, переходящих в зону проводимости, возрастает, и интенсивность люминесценции I увеличивается. Однако при этом запас электронов в ловушках снижается. В результате, несмотря на дальнейший рост температуры, количество электронов в зоне проводимости постепенно уменьшается, что приводит к уменьшению интенсивности люминесценции.

Мерой поглощенной дозы ионизирующего излучения служит амплитуда максимума на кривой термовысвечивания (пиковый метод определения дозы) или общее количество высвеченной энергии (интегральный метод).

[1] Использовались α-частицы с энергией 7,7 МэВ, испускаемые одним из изотопов полония.

[2] При записи энергии кулоновского взаимодействия здесь и далее мы будем опускать постоянный множитель 1/(4πε₀).

[3] По современной терминологии, атомных массах.

[4] При выводе формулы (1.7) заряд иона полагался равным заряду протона. В общем случае вместо e следует писать Ze.

[5] Ранее за атомную единицу массы принимали 1/16 массы наиболее распространенного изотопа кислорода.

[6] Изотопы водорода с массовыми числами 2 и 3 называются соответственно дейтерием и тритием и имеют собственные обозначения: D и T. Изотопы других элементов не имеют собственных названий.

[7] Согласно Проуту, атомная масса любого элемента должна выражаться целым числом в единицах массы атома водорода. Отклонения от предполагаемой целочисленной атомной массы Проут считал ошибками измерений. Однако точнейшие определения атомных масс, выполненные во 2-й половине XIX – начале XX вв., не подтвердили этого положения.

[8] Существование у электрона спина, то есть собственного момента импульса, впервые было постулировано С. Гаудсмитом и Дж. Уленбеком на основании анализа тонкой структуры атомных спектров. Гипотеза о спине была экспериментально подтверждена в опытах О. Штерна и В. Герлаха. Фермионами называются все частицы, имеющие полуцелый (в единицах постоянной Планка ћ) спин. Спины электрона и протона равны ½. Спин системы нечетного числа фермионов может быть только полуцелым, четного – только целым. Подробнее о спине ядра см. Лекции 3-4.

[9] То есть, имеющие очень малую длину волны, или высокую энергию. Излучение бериллиевой мишени, состоящее из нейтральных частиц, впервые обнаружили В. Боте и Г. Беккер в 1930 г.

[10] Понятие элементарной частицы было введено в физику после того, как стало очевидным, что атом и атомное ядро представляют собой сложные, составные объекты. Множество элементарных частиц было открыто в 30-е – 50-е гг. XX в. Характерной чертой большинства элементарных частиц является их превращение друг в друга в результате самопроизвольного распада. Свободный нейтрон – наиболее долгоживущая из нестабильных элементарных частиц: среднее время его жизни около 15 минут.

[11] Нарушение происходит благодаря ядерным силам, которые рассматриваются далее в лекции.

[12] 1 фм = 10^–15 м. В ядерной физика эта единица носит также название 1 ферми.

[13] Размеры ядер принято описывать путем введения величины радиусадаже в тех случаях, когда форма ядра заведомо отличается от сферической.

[14] В космических лучах иногда удается зарегистрировать частицы с энергиями до 10¹⁹ эВ, но здесь мы имеем дело не с запланированным опытом, а с довольно редким природным явлением.

[15] Т.к. подробное изложение теории относительности не входит в программу курса, мы ограничиваемся сводкой необходимых сведений из релятивистской механики, приводя их без доказательств.

[16] Использование энергетического эквивалента а.е.м. при проведении расчетов помогает избежать затрат времени и возможных ошибок, связанных с переводом единиц ядерной физики (МэВ и т.п.) в единицы СИ и обратно.

[17] Для стабильных и долгоживущих ядер (см. раздел 2.5)

[18] Так, в атоме водорода между протоном и электроном действует лишь сила притяжения, однако коллапсу (слиянию электрона с протоном) противодействует орбитальное движение электрона.

[19] Как будет показано в Лекции 4, это справедливо для пар нуклонов в одинаковых квантовых состояниях.

[20] Время, за которое количество радиоактивного нуклида уменьшается в e раз.

[21] Это свойство ядерных сил будет обсуждаться в Лекции 3.

[22] Подробнее об этом см. Лекцию 8.

[23] Предполагается, что читатель в той или иной степени знаком с основами квантовой механики. В связи с этим настоящий раздел носит, в основном, справочный характер.

[24] ω = 2πν и = λ /2π – круговая частота и приведенная длина волны. Под частотой и длиной волны обычно подразумевают ν и λ, а не ω и . Последние, однако, используются в формулах из соображений удобства, поскольку позволяют избежать многократного использования множителя 2π.

[25] Закон сохранения четности нарушается при слабом взаимодействии, т.е., например, при β-распаде. Однако это явление непосредственно не связано с большинством вопросов, рассматриваемых далее.

[26] Для нейтронов.

[27] В атомной физике главное квантовое число выбирают равным n +1+ l. В приведенном примере символ соответствующего уровня будет 3d.

[28] То есть, интенсивность спин-орбитального взаимодействия обратно пропорциональна квадрату радиуса ядра.

[29] Последовательность уровней на рис. 3.2 отвечает случаю сферической осцилляторной ямы. Потенциал Вудса-Саксона дает несколько иную последовательность при больших n и l. Однако структура оболочек и значения магических чисел при этом не изменяются.

[30] Орбитальное движение нейтрона не создает дополнительного магнитного момента, так как его электрический заряд равен нулю.

[31] Величина ω лежит в радиочастотной области спектра электромагнитных волн.

[32] Альтернативный способ – увеличение частоты ω при неизменном магнитном поле В.

[33] Разделение энергии системы на внутреннюю и вращательную части в квантовой механике не имеет строгого смысла. Оно возможно лишь для системы частиц, движущихся в потенциальном поле, не обладающем сферической симметрией. В этом случае вращательные уровни энергии появляются как результат возможности вращения этого поля по отношению к фиксированной системе координат.

[34] Вращение системы с аксиальной симметрией вокруг оси этой симметрии не имеет смысла по той же причине.

[35] Из-за специфики взаимодействия нуклонов момент инерции ядра не может быть рассчитан так просто, как это делается для твердого тела определенной формы. Анализ показывает, что момент инерции, который требуется ввести, чтобы получить энергии вращения, наблюдаемые в спектрах ядер редкоземельных элементов или актиноидов, в 2-3 раза меньше момента инерции жесткого эллипсоида соответствующих размеров. Это означает, что во вращательном движении участвует… лишь часть ядра. Заниженное значение моментов инерции объясняется эффектом спаривания, в силу которого часть ядерной материи ведет себя как сверхтекучая жидкость.

[36] При таких колебаниях сферического ядра, принимающего попеременно форму вытянутого и сплюснутого эллипсоида, возникают мгновенные электрические квадрупольные моменты.

[37] При октупольных колебаниях сферическое ядро принимает грушевидную форму.

[38] Множество радиоактивных ядер одного и того же вида называют радионуклидом.

[39] Подробнее о ядерных реакциях см. Лекцию 11.

[40] Вместо термина «гамма-распад» чаще используется термин изомерный переход.

[41] А также, как правило, нескольких γ-квантов.

[42] Некоторые отклонения от этого фундаментального закона будут отмечены при изучении β-распада.

[43] Здесь и далее угловые скобки и верхняя черта равносильны и означают усреднение.

[44] Рекомендуем читателю самостоятельно убедиться в этом, используя следующее табличное значение определенного интеграла: . Отметим также, что равенство (5.13) справедливо лишь для нормального распределения, имеющего вид (5.14), т.е. полученного для радиоактивного распада. В общем случае среднее значение и дисперсия нормального распределения – независимые параметры.

[45] При условии, что учтены все посторонние физические явления и аппаратурные ошибки.

[46] Один из методов решения подобных систем дифференциальных уравнений – метод преобразования Лапласа – приведен в Приложении Д. Там же рассмотрено решение системы (6.2)

[47] Для установления равновесия достаточно 5-6 периодов полураспада дочернего радионуклида.

[48] Подробнее об этом см. в следующих лекциях, посвященных отдельным видам распада.

[49] Как и ядро ²⁰⁸Pb.

[50] С периодами полураспада от 10⁸ до 10¹⁷ лет.

[51] Исключение – ¹⁵⁶Dy, дающий начало радиоактивной цепочке, заканчивающейся стабильным ¹⁴⁰Се.

[52] См. Лекцию 18

[53] До начала XX в. ученые не располагали надежными методами измерения интервалов геологического времени, хотя и накопили достаточно сведений об их относительной последовательности.

[54] В системе координат, связанной с материнским ядром.

[55] Тем не менее, энергия ядер отдачи при α-распаде составляет десятки и сотни кэВ, т.е. на несколько порядков величины превышает как энергию теплового движения, так и энергию химической связи.

[56] Формула (7.11) получена из уравнения Шредингера для стационарных состояний. Вообще говоря, состояние системы при распаде не стационарно: имеется поток вероятности из центра (х = 0), не исчезающий на бескончности. Поэтому формула (7.11) справедлива только для достаточно медленных процессов, которые могут рассматриваться как приближенно стационарные. К таким процессам, как будет видно из дальнейшего, и относится α-распад.

[57] Независимо от Гамова это было сделано тогда же Р. Герни и Е. Кондоном.

[58] Для более точных оценок постоянных α-распада при расчете коэффициента прозрачности барьера следует пользоваться формулой (7.16), так как условие T << B чаще всего не выполняется. Однако все нижеследующие выводы остаются справедливыми и в этом случае.

[59] Рассчитанный согласно (7.16) и (7.19) период полураспада ²³⁸U оказывается равным около 4·10¹⁰ лет. Экспериментальное значение (4,5·10⁹ лет) не так уж сильно отличается от вычисленного, если принять во внимание приближенный характер теории α-распада.

[60] Это происходит в тех случаях, когда образовавшиеся в результате какого-либо предыдущего распада возбужденные состояния неустойчивы по отношению к α-распаду столь сильно, что последний конкурирует с испусканием γ-квантов (см. Лекцию 9).

[61] Коэффициент прозрачности D при этом рассчитывается с учетом вклада центробежного барьера.

[62] Отклонения могут достигать трех-четырех порядков величины. Следует, однако, учесть, что наибольшие и наименьшие из известных периодов полураспада различаются на 30 порядков. Таким образом, рассматриваемые аномалии представляют собой лишь малые отклонения от теории.

[63] При электронном захвате происходит захват атомным ядром орбитального электрона и испускание нейтрино. О нейтрино и антинейтрино будет сказано ниже.

[64] Об античастицах см. Лекцию 18.

[65] Существование позитрона было теоретически предсказано П. Дираком в 1930 г. при анализе решения релятивистского волнового уравнения.

[66] Согласно экспериментальным данным энергия покоя нейтрино не превышает 3 эВ.

[67] Интерес физиков к двойному β-распаду продиктован тем, что, в отличие от обычного β-распада, он не требует испускания (анти)нейтрино. Тем не менее, имеются глубокие теоретические основания считать процесс безнейтринного 2β-распада запрещенным.

[68] Очевидно, что ядро, лишенное всех электронов, не может претерпевать электронный захват.

[69] То, что β-частица не может являться составной частью ядра, может быть показано путем сопоставления ее длины волны де Бройля и размеров ядра. В классическом случае, когда , для T_e = 10 кэВ получаем ≈ 2·10³ фм >> R. В ультрарелятивистском случае , и при T_e = 10 МэВ имеем ≈ 20 фм > R. Между тем, для связанных состояний в потенциальной яме должно выполняться неравенство

< R (см. ПРИЛОЖЕНИЕ Б).

[70] Вывод распределения (8.1) дан в приложении Е.

[71] На практике и тот, и другой крайний случай встречаются редко.

[72] Радиус действия слабых сил – порядка 10^–3 фм.

[73]

[74] Таковы, например, зеркальные ядра – изобары, «получающиеся» друг из друга путем замены всех протонов на нейтроны, и наоборот (например, ³Н и ³Не).

[75] β-распады первого типа называют переходами Ферми, второго – переходами Гамова-Теллера.

[76] Внутренние четности электрона, позитрона, нейтрино и антинейтрино положительны.

[77] Роль кулоновского потенциального барьера при β-распаде ничтожно мала. Во-первых, он существует только для позитронов. Во-вторых, вследствие малой массы позитрона (по сравнению с массой α-частицы) проницаемость кулоновского барьера практически равна единице. Роль центробежного барьера, напротив, значительна, так как подстановка (7.17) в (7.12) приводит к сокращению приведенной массы в первом слагаемом под корнем. Учитывая, что произведение 2μE есть, по существу, квадрат импульса туннелирующей частицы, можно заключить, что проницаемость центробежного барьера для частиц с одинаковым импульсом не зависит от их массы.

[78] Закон сохранения четности может нарушаться при β-распаде в силу специфических свойств слабого взаимодействия. Однако это обстоятельство не меняет сделанных выше качественных выводов.

[79] При выводе (7.12) использовалось стационарное уравнение Шредингера (3.7). Аналогичный результат может быть получен с помощью волнового уравнения Гельмгольца для монохроматической электромагнитной волны, где волновой вектор k = p/ћ. Масса фотона (не покоящегося, но движущегося со скоростью света!) m = E_γ/c², а его импульс, как это следует из (2.8), p = mc. Подстановка k = mc/ћ в уравнение Гельмгольца и сопоставление его с уравнением Шредингера дает m = 2μ.

[80] Здесь e – основание натурального логарифма.

[81] Разрешенный β-переход. β-переход в основное состояние – запрещенный 4-го порядка (см. п. 8.6).

[82] Еще раз напомним, что аналогичная закономерность имеет место при β-распаде. Если материнское и дочернее ядро сильно различаются по спину, то, чтобы покинуть ядро, электрон и антинейтрино также должны преодолеть центробежный барьер. В результате каждая единица ΔJ увеличивает период полураспада на несколько порядков. При α-распаде центробежный барьер мал по сравнению с кулоновским, и поэтому сильной зависимости от ΔJ не наблюдается.

[83] Для обозначения ядерных изомеров рядом со значением массового числа соответствующего нуклида ставят латинскую букву m (т.е. метастабильный), например, ^137mBa.

[84] Если нуклид имеет более одного изомера, они обозначаются буквой m с добавлением номера в порядке роста энергии: m1, m2 и т. д.

[85] Например, изомер ^99mTc с периодом полураспада около 6 ч, получающийся при β-распаде ⁹⁹Mo и широко применяющийся в медицинской диагностике как источник только γ-излучения (хотя при распаде ^99mTc образуется β-радиоактивный ⁹⁹Tc, однако период полураспада последнего – более 200 тыс. лет).

[86] См. рис. 3.2 и п. 4.2.

[87] Для обычной оптической спектроскопии условие (9.7) прекрасно соблюдается, так как энергия фотонов при этом измеряется единицами эВ.

[88] В кристаллах некубической сингонии.

[89] Т.е. элементов, стоящих в периодической таблице за ураном: нептуний (Np), плутоний (Pu), америций (Am), кюрий (Cm) и т.д.

[90] См. для сравнения п. 8.6. Строгим образом это доказывается в квантовой теории электромагнитного излучения.

[91] Приведенные здесь данные не случайно относятся к радиоактивным инертным газам, так как в этом случае наблюдаемый эффект не искажается химическим взаимодействием.

[92] Эффектом экранирования объясняется, в частности то, что электроны при ионизации с наибольшей вероятностью отрываются с внешних оболочек атомов, для которых значения Z^* максимальны.

[93] При упругом рассеянии частицы не претерпевают каких-либо внутренних изменений, и не появляется новых частиц. Имеет место лишь перераспределение энергии и импульса между ними. При неупругом рассеянии наряду с таким обменом происходит изменение внутреннего состояния хотя бы одной из частиц.

[94] Об ускорителях заряженных частиц см. Лекцию 15.

[95] d – принятый символ для дейтрона, ядра атома дейтерия.

[96] Появление W_a в выражении (11.7) объясняется тем, что для осуществления процесса С → a + A

необходимо, как минимум, затратить энергию W_a. Если энергия будет больше, ее избыток пойдет на кинетическую энергию частицы а.

[97] Для нейтронов с энергией, по порядку величины равной энергии теплового движения атомов и молекул при нормальных условиях (0,025 эВ). Нейтроны с такой энергией называют тепловыми.

[98] То же самое можно сказать и о спектре любого радиоактивного ядра. Однако, среднее время жизни в последнем случае столь велико, что обычно не возникает надобности отличать квазистационарные уровни от стационарных.

[99] Величину Г_(n,n) называют шириной упругого канала, а Г_(n,γ) – радиационной шириной.

[100] Этим объясняется испускание сильно возбужденными ядрами запаздывающих нейтронов (п. 9.4).

[101] Если среднее время жизни составного ядра составляет ~10^–14, оно сравнимо с временами жизни по отношению к некоторым электромагнитным переходам.

[102] Вывод формул Брейта-Вигнера без учета спина частиц дан в ПРИЛОЖЕНИИ З.

[103] Для нейтронов высоких энергий длинноволновое приближение перестает выполняться. Но, как будет показано ниже, в этой области спектр составного ядра можно считать непрерывным.

[104] Впервые гипотеза о делении (к сожалению, оставшаяся без внимания) была выдвинута в 1934 г. И. Ноддак: «Возможно, что при бомбардировке нейтронами тяжелых ядер последние разделяются на несколько больших осколков, которые в действительности представляют собой изотопы известных элементов, но не являются соседями облучаемых элементов».

[105] Энергия связи нейтрона в ядре ²³⁶U выше, чем в ²³⁹U, так как при присоединении нейтрона к ²³⁵U и ²³⁸U в перовом случае образуется четно-четное, а во втором – нечетное ядро.

[106] Мысль о возможности цепной реакции деления ядер впервые была высказана Ф. Жолио-Кюри.

[107] Процесс установления спектра нейтронов с энергией ≤1 эВ под влиянием теплового движения атомов среды называют термализацией.

[108] Потеря энергии «малыми порциями» приводит к тому, что в процессе замедления нейтрон попадает в область резонансных максимумов, где сечения захвата особенно велики.

[109] Формула (14.1) сохраняет физический смысл для реактора любого типа, а также для атомной, или ядерной бомбы.

[110] При использовании отражателей нейтронов критические массы ²³⁵U и ²³⁹Рu могут быть уменьшены до 0,8 и 0,5 кг соответственно.

[111] Если обычная или тяжелая вода используется в реакторе в качестве замедлителя, она одновременно является и теплоносителем.

[112] В реакторах с водным замедлителем для регулирования мощности используется также варьирование концентрации борной кислоты в замедлителе (борное регулирование).

[113] Отметим, что ⁸⁷Kr и ¹³⁷Xe не случайно оказались «нейтроноактивными»: в этих ядрах 51 и 83 нейтрона соответственно, т.е. имеется один еще по одному нейтрону сверх магического числа 50 или 82. Этот «лишний», слабосвязанный нейтрон и покидает возбужденное ядро.

[114] Включая и образующийся в результате радиационного захвата ²³⁶U.

[115] Нестационарное отравление самарием после остановки реактора не влияет на возможность последующего пуска, если положительная реактивность, высвобождающаяся вследствие распада ¹³⁵Xe, меньше глубины прометиевого провала. В противном же случае, так как период полураспада ¹⁴⁹Sm > 10¹⁵ лет, пуск реактора оказывается невозможным в принципе (самариевая «смерть»).

[116] Первая в мире АЭС была построена и введена в эксплуатацию в СССР (г. Обнинск) в 1954 г.

[117] В 1980 г. США прекратили строительство реакторов на быстрых нейтронах, поскольку к тому моменту они выполнили свою основную функцию (производство плутония для ядерного оружия) и начали снабжать топливом другие реакторы, включая тепловые АЭС. Потребовалась мощная сеть химических заводов, извлекающих из отработанного топлива плутоний. В ежегодное обращение между предприятиями атомной промышленности должно было поступать огромное количество плутония, сравнимое с тем, какое было изготовлено за десятилетия для военных целей. Возникла угроза неконтролируемого распространения плутония и вместе с ним ядерного оружия. Поэтому быстрые реакторы в США предпочли запретить. На сегодняшний Россия является единственной страной, эксплуатирующей энергетический реактор на быстрых нейтронах с натриевым теплоносителем БН-600 с коэффициентом воспроизводства плутония > 1.

[118] В плотной газовой среде ускорение заряженных частиц невозможно из-за их взаимодействия с молекулами газов, заполняющих камеру.

[119] Источником ионов обычно служит ячейка, в которой создается газовый разряд.

[120] Ускоряющая разность потенциалов ограничена возможностью пробоя. Как правило, она не превышает 200 кВ.

[121] Вследствие этого ускорять электроны с помощью циклотрона практически невозможно.

[122] Большие токи пучков в циклотроне приводят к необходимости водяного охлаждения мишени.

[123] Их называют также синхроциклотронами.

[124] Увеличение B выше 1,8 Тл в магнитных блоках с железным ярмом невозможно из-за насыщения железа, однако это можно сделать, переходя к сверхпроводящим магнитным системам. Магнитное поле в блоках, намотанных кабелем с жилами из NbTi в медной матрице, при температуре жидкого гелия (4,2 К) может быть увеличено до 5-5,5 Тл, а при понижении температуры до 1,8 К – до 8-10 Тл. Дальнейшее понижение температуры позволяет переходить к ещё большим магнитным полям, но экономически невыгодно: размеры ускорителя уменьшаются, но растет количество дорогого и энергоёмкого криогенного оборудования.

[125] Примером может служить тормозное излучение антикатода рентгеновской трубки (п. 1.2).

[126] Подробнее об этом см. Лекцию 20.

[127] Для получения ускоренных электронов могут использоваться уже рассматривавшиеся в лекции электростатические генераторы и линейные ускорители.

[128] Источниками нейтронов могут также служить некоторые спонтанно делящиеся ядра с высоким выходом деления и относительно небольшим периодом полураспада, например ²⁵²Cf (Т_1/2 = 2,6 года).

[129] Исключение – источник RaBeF₄ (чистое вещество).

[130] Для конкретного выходного канала реакции.

[131] Это может быть, например, времяпролетный монохроматор: два диска со щелями, насаженные на общую ось. Диски сделаны из материала, поглощающего нейтроны, и приводятся во вращение вокруг оси. В результате из всех нейтронов, летящих параллельно оси, отбираются только те, которые имеют определенную скорость v = l/t, т.е. пролетели расстояние l между дисками за время t = φ/ω, где φ – угол между щелями, ω – скорость вращения дисков.

[132] С учетом квантовомеханического туннельного эффекта реакции возможны и при T < B, однако их сечения в этой области очень быстро стремятся к нулю с уменьшением энергии.

[133] Были точно измерены массы частиц и их кинетические энергии.

[134] Элементы с Z = 93-100 (т.е. от нептуния до фермия) образуются в реакциях нейтронов с тяжелыми ядрами. Кроме того, элементы до Z = 101 (менделевий) включительно получаются при бомбардировке тяжелых мишеней ускоренными ядрами ⁴Не.

[135] За исключением реакций, сводящихся к передаче одного или нескольких нейтронов.

[136] При β-распаде и изомерном переходе энергии ядер отдачи, как правило, недостаточно велики, чтобы вызвать разрыв химической связи. Химические превращения в этом случае связаны, в основном, с изменением заряда ядра.

[137] В воду в качестве носителя радионуклида ¹²⁸I добавляли небольшое количество нерадиоактивного йода. После извлечения ¹²⁸I из C₂H₅I свободный йод восстанавливали до I^– и осаждали в виде AgI.

[138] Может испускаться до 6 γ-квантов. Имеет место и внутренняя конверсия γ-квантов (п. 9.4), сопровождающаяся увеличением заряда на атоме и способствующая диссоциации молекулы.

[139] Формулы (16.14) и (16.15) непосредственно следуют из закона сохранения импульса.

[140] См. Лекцию 19.

[141] Знаменатель выражения (17.5) должен быть положительным, т.к. освобождающаяся ядерная энергия, во всяком случае, должна превышать энергию, уносимую излучением.

[142] Индуктор представляет собой первичную обмотку большого трансформатора, в котором камера токамака является вторичной обмоткой.

[143] Пучки таких атомов получают при пропускании ускоренных дейтронов через нейтральный газ.

[144] Впервые схема термоядерного реактора с удержанием плазмы в магнитном поле была предложена в 1950 г. А.Д. Сахаровым и И.Е. Таммом.

[145] Joint European Torus (англ. – тор объединенной Европы).

[146] Критерий Лоусона nτ оставался в 4-5 раз ниже уровня зажигания.

[147] Первоначально название «ITER» было образовано как сокращение от «International Thermonuclear Experimental Reactor» (англ. – международный термоядерный экспериментальный реактор), но в настоящее время официально не считается аббревиатурой, а связывается со словом iter (лат. – путь).

[148] Термоядерный синтез в токамаке не может войти в режим неконтролируемого нарастания мощности без последующего срыва плазмы и прекращения реакций. Таким образом, термоядерному реактору присуща внутренняя безопасность.

[149] Эти реакции аналогичны поглощению γ-квантов атомами (см. Лекцию 21) и поэтому получили название ядерного фотоэффекта.

[150] См. об этом следующую лекцию.

[151] Антипротоны рождались при столкновении пучка ускоренных протонов (6,2 ГэВ) с протонами мишени (медь): p + p → p + p + p + . Антинейтроны получались в процессе перезарядки при взаимодействии антипротонов с нуклонами, например: + p → + n.

[152] Нейтральный пион был открыт в 1950 г.

[153] Вместе с античастицами.

[154] В зависимости от ориентации спина каждого из кварков: ↑↑↑ или ↑↑↓.

[155] От англ. glue – клей. Эти частицы «склеивают» кварки в адронах.

[156] Комбинация КК + ЗЗ + СС – абсолютно белая и поэтому не может играть роль переносчика сильного взаимодействия (нет обмена цветом).

[157] При наличии электрического заряда – и в электромагнитном.

[158] Или ~100 Дж. Энергии всего одной такой частицы достаточно, чтобы поднять груз массой 1 кг на высоту 10 м.

[159] Благодаря широтному эффекту земной поверхности могут, в общем случае, достигнуть лишь те частицы, энергия которых превышает определенную величину. Если энергия меньше этой величины, частица просто отразится от Земли магнитным полем.

[160] Первое столкновение происходит на высоте порядка 20 км. Так, опыты с шарами-зондами, запускаемыми на большую высоту, показывают, что интенсивность потока космических лучей возрастает лишь до высоты около 17 км над уровнем моря и при дальнейшем подъеме снижается.

[161] См. Лекцию 21.

[162] См. Лекцию 22.

[163] При Z ≈ 30 поправку на К-электроны имеет смысл вводить для протонов с кинетической энергией около 50 МэВ, а на L-электроны – около 10 МэВ. При еще меньших энергиях начинает сказываться роль M, N и других электронов.

[164] Поэтому такое рассеяние часто называют резерфордовским.

[165] Для расходящегося пучка необходимо ввести поправку на изменение телесного угла.