Ядерные реакторы
РБМК 1000
Математика
Курсовые
Альтернативная энергетика
ВВЭР
Информатика
Черчение

Теплоэнергетика

Реактор БН
Сопромат
Электротехника
Ядерная физика
Ядерное оружие
Графика
Карта

Радиоактивные превращения ядер

Образование Гамма квантов

Образование γ-квантов происходит под действием электромагнитных сил и обусловлено взаимодействием отдельных нуклонов ядра с электромагнитным полем, создаваемым движением всех нуклонов ядра. Поэтому γ-излучение, в отличие от β-распада, явление внутриядерное, а не внутринуклонное. Испускание или поглощение g-квантов свободным нуклоном запрещено совместным действием законов сохранения энергии и импульса.

Собственный механический момент g-кванта равен единице. Это обусловлено тем, что электромагнитные колебания происходят в плоскости, перпендикулярной вектору перемещения волны (поперечные колебания) и поэтому не может быть сферической симметрии, которая в квантовой механике характеризуется нулевым механическим моментом (см. формулу 1.6.9 в §1.6 п.4). В этой связи g-кванты, испускаемые ядрами, должны уносить из ядра момент импульса не меньше единицы. Для фотона вообще, имеющего нулевую массу покоя, в отличие от других микрочастиц, не существует понятия орбитального момента, и у фотона нет s-, p-, d- и других состояний с определенными значениями орбитального момента l. Фотон может обладать только полным моментом L = 1, 2, 3…Состояние свободно распространяющегося электромагнитного поля с определенным полным моментом и четностью называется мультиполем. Излучение, уносящее момент L = 1, называется дипольным,L = 2 – квадрупольным = 3 - октупольным и т.д. Для обозначения радиационных переходов определенной мультипольности используются следующие обозначения. Радиационные переходы, вызванные перераспределением электрических зарядов в ядре, называют электрическими и обозначают буквой E (E1 - дипольные (L = 1), Е2 - квадрупольные (L = 1),  и т.д.), переходы, вызванные перераспределением магнитных моментов нуклонов называют магнитными переходами (дипольные - M1, квадрупольные - М2 и т.д.).

В соответствии с законом сохранения спина (см. §4.4) существует следующие соотношение между спином Iн начального и спином Iк конечного ядра и моментом L, уносимым g‑квантом:

(3.6.5)

Это соотношение называется правилом отбора по спину. Согласно этому соотношению дипольные γ‑кванты (L = 1) могут быть испущены при переходах между состояниями с ΔI = 0, ±1, кроме (0-0)-переходов; квадрупольные γ‑кванты (L = 2) – при переходах с ΔI = 0, ±1, ±2, кроме (0-0)-, (0-1)- и(1-0)-переходов; октупольные γ‑кванты (L = 2) – при переходах с ΔI = 0, ±1, ±2, кроме (0-0)-, (0-2)- и(2-0)- и т.д.

Еще одно правило отбора по четности связано с выполнением закона сохранения четности (см. §4.4). Разрешенное изменение четности Р ядра, испускающего электрический γ-квант, описывается формулой

Рн/Рк = (-1)L,

(3.6.6)

а для ядра, испускающего магнитный γ-квант, - формулой

Рн/Рк = (-1)L+1,

(3.6.7)

где Рн иРк –четности начального и конечного состояний ядра. Совокупность соотношений (3.6.5) - (3.6.7) обычно называют правилами отбора для γ-излучения.

Теория электромагнитного излучения дает следующие зависимости вероятности λ (постоянная распада) испускания g-кванта в единицу времени от мультипольности L перехода и длины волны (а, следовательно, и энергии g-кванта; см. (3.6.4)):

для электрических EL переходов

(3.6.8)

а для магнитных HLпереходов

(3.6.9)

где R – радиус ядра. Так как обычно то из (3.6.8) и (3.6.9) следует, что падение вероятности излучения от энергии тем резче, чем выше мультипольность, а переходы высокой мультипольности маловероятны (сильно запрещены). Кроме того, при одинаковых мультипольностях вероятность магнитного излучения меньше в раз. В порядке уменьшения вероятности излучения переходы располагаются следующим образом: Е1, Е2 и М1, Е3 и М2 и т.д.

Следует отметить, что при использовании кулоновского коэффициента электронной теплопроводности е = 6×10-7×T5/2 эрг×см-2×с-1×K-1 и ионной вязкости h =10-16×Т5/2 г/см×с также были получены решения со сверхзвуковым переходом, качественно правильно описывающие солнечный ветер. Количественного согласия с наблюдениями вблизи 1 а.е. эти модели дать не могут, так как на столь больших расстояниях нарушаются условия применимости гидродинамики.

Вследствие редкости столкновений и слабого обмена энергией между электронами и ионами в солнечном ветре Те ¹ Тр. Это обстоятельство дало повод для рассмотрения двухжидкостных моделей солнечного ветра.

Двухжидкостные модели. Двухкомпонентность плазмы фактически неявно учитывается и в одножидкостнoй модели с теплопроводностью, которая, в основном, обеспечивается электронами.

Уравнения двухжидкостной гидродинамики для стационарного сферически симметричного течения имеют вид:

уравнение непрерывности

 nur2 = const, (2.3.6)

уравнения движения

 (2.3.7)

  (2.3.8)

уравнения баланса энергии

 (2.3.9)

 При записи этих уравнений учтено, что nр = nе = n – плазма электрически нейтральна; uр = uе = u – электрический заряд Солнца стационарен, е,р - теплопроводность электронов и протонов,  – эффективная частота обмена энергией между электронами и протонами.

Частоты кулоновских столкновений электронов и протонов между собой суть:

  .

Кулоновский логарифм равен  где n(см-3), Te(K). Учитывая, что  и  из уравнений движения (2.3.7, 2.3.8) получаем электрическое поле:

 (2.3.10)

и, складывая уравнения импульса для электронов и протонов, приближенно получаем

  (2.3.11)

Решение уравнений двухжидкостной гидродинамики (2.3.9-2.3.11) приводит к различию Те и Тр (рис. 2.3.5). Однако Те/Тр ~ 103 в данной модели, что гораздо больше наблюдаемых значений этого отношения на орбите Земли.

Рис.2.3.5. Результаты расчетов по двухжидкостной модели: а - концентрация, б - температура протонов и электронов, в - скорость, г - логарифм кулоновской частоты столкновений для протонов и электронов, tрасш = r/u - время расширения до данного расстояния

Прямые экспериментальные исследования строения атома были выполнены в 1911 году Э. Резерфордом, который изучал рассеяние [частиц при прохождении через тонкую фольгу. Угловое распределение частиц, рассеянных на золоте, свидетельствовало о том, что положительный заряд атома сосредоточен в пространственной области размером меньше 10-12 см. Это явилось основанием для планетарной модели атома Резерфорда, согласно которой атом состоит из тяжелого положительно заряженного атомного ядра с радиусом меньше 10-12 см и вращающихся вокруг него отрицательно заряженных электронов. Размер атома определяется размерами его электронной оболочки и составляет ~10-8 см, что в десятки тысяч раз превышает размер атомного ядра. Несмотря на то, что атомное ядро занимает лишь небольшую часть объема атома в нем сосредоточено 99,98% его массы.

Гамма – излучение ядер

Инженерная графика

 

Сопромат