close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

Устав Общества с ограниченной ответственностью « ТГК;pdf

код для вставкиСкачать
7-Атомная, ядерная физика, физика элементарных частиц
Беденко Сергей Владимирович, ассистент
Томск, Томский политехнический университет, физико-технический
Расчетно-экспериментальное определение значения сечения (a, n) реакции на ядрах кислорода-16
Шаманин Игорь Владимирович, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 320
Каширин Сергей Александрович, 6 курс
Воронеж, Воронежский государственный университет, физический
Горизонтальный нейтронный микроскоп с компенсацией гравитационно-хроматических аберраций
Франк Александр Ильич, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 321
Кашуба Алексей Сергеевич, аспирант
Петрозаводск, Петрозаводский государственный университет, физико-технический
Механизм возбуждения 23P-уровня He I при столкновениях атомов гелия низких энергий
Курсков Сергей Юрьевич, к.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 322
Макаренко Ирина Витальевна, аспирант
Москва, Московский государственный университет им. М. В. Ломоносова, физический
Фоторасщепление изотопа 197Au в области энергий фотонов до 70 МэВ
e-mail: [email protected]
стр. 323
Мастропас Екатерина Валентиновна, ассистент
Ростов-на-Дону, Южный Федеральный университет, Педагогический институт, физический
Модель адрона с нарушенной пространственной однородностью вакуума
Мясников Эдуард Николаевич, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 324
Осипов Алексей Сергеевич, аспирант
Москва, Московский государственный университет им. М. В. Ломоносова, физический
Влияние магнитного поля на распределение дозы пучков электронов
Черняев Александр Петрович, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 325
319
Расчетно-экспериментальное определение значения сечения реакции (б, n) на ядрах 16О
Беденко Сергей Владимирович
Басаргин Евгений Юрьевич, Проскуряков Константин Юрьевич, Шелепов Егор Николаевич
Томский политехнический университет
Шаманин Игорь Владимирович, д.ф.-м.н.
[email protected]
Основными источниками формирования поля нейтронного излучения вблизи отработавшего ядерного
топлива (ОЯТ) являются нейтроны спонтанного деления ядер урана и трансурановых элементов и (б, n) реакция
на ядрах кислорода [1–3].
Как показали результаты экспериментальных исследований [4], доля нейтронов, образующихся в
результате (б, n) реакции, составляет около (62ч73) % от количества нейтронов спонтанного деления.
Таким образом, при определении параметров поля нейтронного излучения вблизи ОЯТ существует
необходимость расчета сечений (б, n) реакции на ядрах кислорода, присутствующих в двуокиси урана.
Экспериментальных данных о сечениях (б, n) реакции мало, причем существующие данные о сечениях
(б, n) реакции имеются, в основном, для альфа-частиц определенной энергии.
В данной работе изложена методика расчетно-экспериментального определения значения сечения (б, n)
реакции на ядрах кислорода в зависимости от энергии альфа-частиц.
Подход основан на использовании экспериментальных данных о выходах ядерных реакций,
приведенных, например в [5, 6]. Выход ядерной реакции Y(E) является функцией сечения у(E) и удельной
ионизации атомов мишени частицей dE/dx. Согласно [6]:
E
 ( E )dE
0
dE
dx
Y (E)  n
(1)
из чего следует:
 (E) 
1 dY dE


.
n dE dx
(2)
Ионизационные потери энергии тяжелой заряженной частицы (например, протона или альфа-частицы) в
веществе можно рассчитать по формуле Бете – Блоха [7]:

dE 2e 4 nZz 2  2me 2

 ln 1   2   2 , МэВ/см
ln
dx
I
me c 2  2 



(3)
где А – массовое число ядер вещества, а.е.м; Z – порядковый номер ядер вещества; z – порядковый номер
падающей частицы; me – масса электрона; с – скорость света; в = х/с (х – скорость частицы); I ≈ 13,5∙Z эВ –
средний потенциал ионизации атома вещества с порядковым номером Z. Вследствие того, что релятивистские
эффекты отсутствуют формула (3) примет вид:
2  me 2
dE
Zz 2
 4, 407 104
ln
.
dx
A  2
I
(4)
Реакция (б, n) обусловлена наличием альфа-частиц, образующихся в результате радиоактивного распада
ядер урана и трансурановых элементов, присутствующих в ОЯТ. Энергия альфа-частиц, согласно данным [2],
лежит в пределах от 4 до 7 МэВ. Средняя энергия альфа-частиц вычисляется по формуле:
n
E 
 E  I
i
i 1
,
n
 I
i 1
i
(5)
i
где n – полное число энергетических групп альфа-частиц для данного нуклида; Eбi – средняя энергия
альфа-частиц i-ой группы; Iбi – абсолютная интенсивность альфа-частиц i-ой группы.
Согласно соотношению (5) средняя энергия альфа-частиц, образующихся в ОЯТ, составляет 5 МэВ.
При энергии альфа-частиц Eб = 5,3 МэВ ионизационные потери в кислороде, согласно (4), составляют
320
dE
-3
 1,023МэВ/см ; концентрация ядер кислорода при этом n = 0,054∙1021 см ; выход реакции составляет
dx
Y = 0,07∙10-6 [5]. Тогда, в соответствии с соотношением (2), расчетное значение сечения реакции (б, n) составит
уб,n = 0,25 мбарн.
Предложенная методика позволяет проводить оценки значений сечения (б, n) реакции на любых ядрах
при наличии экспериментальных данных о выходах реакции, и ионизационных потерях в веществах,
образованных этими ядрами.
Список публикаций:
[1] Горбачёв В. М., Замятнин Ю. С., Лбов А. А. Взаимодействие излучения с ядрами тяжёлых элементов и деление ядер.
Справочник – М., Атомиздат, 1976, 464 с.
[2] Схемы распадов радионуклидов. Энергия и интенсивность излучения: Публикация 38 МКРЗ: В 2 ч. Ч. 2. Кн. 1: Пер. с
англ.: М.: Энергоатоиздат, 1987. – 432 с.
[3] Таблицы физических величин: справочник / Под ред. И. К. Кикоина. – М.: Атомиздат, 1976. – 1006 с.
[4] Дулин В. В., Забродская С. А. О вкладе (б, n) реакции в интенсивность нейтронного излучения двуокиси плутония //
Известия ВУЗов. Ядерная энергетика, 2005, № 4.
[5] Э. Сегре. Экспериментальная ядерная физика – т. 2. – М.: Изд-во иностранной литературы, 1955 – 493 с.
[6] Гордеев И. В., Кардашев Д. А., Малышев А. В. Ядерно-физические константы: Справочник / – 2-е изд. – М.:
Госатомиздат, 1963. – 507 с.
[7] Немец О. Ф., Гофман Ю. В. Справочник по ядерной физике – Киев: Изд-во «НАУКОВА ДУМКА», 1975. – 415 с.
Горизонтальный нейтронный микроскоп с компенсацией гравитационнохроматических аберраций
Каширин Сергей Александрович
Воронежский государственный университет
Франк Александр Ильич, д.ф.-м.н.
[email protected]
Несмотря на высокий уровень современных методов микроскопических наблюдений, интерес к развитию
этой области сохраняется. Это отчасти объясняется возможностью применения новых, ранее не
использовавшихся в этой области физических исследований, видов излучений для получения более полной
информации о строении материи. В этой связи безусловный интерес представляет проблема создания
нейтронного микроскопа.
Поскольку наиболее подходящим для нейтронной микроскопии излучением является поток
ультрахолодных нейтронов, то основная задача при создании микроскопа заключается в компенсации
хроматических аберраций, вызванных влиянием гравитационного поля Земли на распространение нейтронов
столь низких энергий.
Схема нейтронного микроскопа с горизонтальной осью отличается от других отсутствием хроматизма
положения изображения и хроматизма увеличения (в приближении первого порядка малости гравитационного
возмущения). От скорости нейтронов зависит только положение изображения как целого.
По аналогии с обычной оптикой, эффективным методом борьбы с хроматизмом нейтронно-оптической
системы может служить применение в ней оптических элементов с различной дисперсией. Применение в
нейтронном микроскопе, наряду с зеркальными оптическими элементами, рефракционных элементов может
способствовать снижению хроматизма системы в целом.
В качестве рефракционного элемента целесообразно выбрать тонкий преломляющий клин. Клин
преломляет нейтронные траектории вверх, тем самым, смещая изображение вверх. Подходящий выбор угла при
вершине клина позволяет существенно ослабить зависимость вертикального положения изображения от
скорости нейтронов.
В работе был изучен нейтронный микроскоп с горизонтальной оптической осью В качестве объектива
был выбран бисферический объектив со следующими параметрами: R1 = 14,17 мм, R2 = 5,41 мм, l = 206,5 мм,
M ≈ 50, β = 7° (рис.1).
Для оценки разрешающей способности данного микроскопа было произведено численное
моделирование, которое позволило более точно подобрать параметры угла клина при вершине и положение
плоскости изображения, отвечающие наилучшему разрешению.
321
рис.1.
Результаты численного моделирования показывают, что оптимальным подбором угла преломляющего
клина при вершине можно добиться от микроскопа разрешения не хуже 3 мкм.
Полученные результаты убедительно показывают, что изготовление нейтронного микроскопа
рассмотренной схемы целесообразно. Дальнейшее повышение разрешающей способности прибора хотя и
возможно, но упирается в ограничения по плотности потока ультрахолодных нейтронов для доступных в
настоящее время источников. Подходящими параметрами, для создания микроскопа, обладает пучок
ультрахолодных нейтронов в ILL (г. Гренобль, Франция).
Механизм возбуждения 23P-уровня He I при столкновениях атомов гелия
низких энергий
Кашуба Алексей Сергеевич
Петрозаводский государственный университет
Курсков Сергей Юрьевич, к.ф.-м.н.
[email protected]
В докладе представлены результаты экспериментального исследования зависимости сечения
возбуждения 23P-уровня He I и поляризации излучения для 23S-23P-перехода от энергии столкновения атомов
гелия. На основании полученных данных предложен механизм возбуждения указанного уровня.
Измерения сечения возбуждения при взаимодействии атомного пучка с газовой мишенью выполнены
методами оптической спектроскопии с помощью автоматизированной установки на базе IBM-совместимого
персонального компьютера и программно-управляемой системы КАМАК [1, 2]. Методика измерений подробно
изложена в работе [3].
Пучок атомов гелия формировался путем симметричной резонансной перезарядки ионов на собственном
газе в каналах вытягивающего электрода газоразрядного источника ионов. Плотность потока налетающих
частиц в камере столкновений достигала 1018 част/(м2с), угловая расходимость не превышала 3·10-4 ср.
Содержание метастабильных атомов гелия в 21S- и 23S-состояниях в пучке быстрых частиц контролировалось
методом фотоионизации и составляло 0.6 % от общего числа атомов. Интенсивность атомного пучка
определялась по вторичной электронной эмиссии с поверхности детектора быстрых частиц. Зависимость
коэффициента вторичной эмиссии от энергии атомов была определена экспериментально. Давление газамишени в камере столкновений составляло 4.5·10-1 Па, давление остаточного газа не превышало 3·10-4 Па.
Излучение возбужденных частиц регистрировалось под углом 90° к атомному пучку, поэтому возбужденные
частицы пучка и мишени не различались.
На рис.1 приведены сечение возбуждения 23P-уровня He I (  ) и степень поляризации излучения с
данного уровня (  ) в зависимости от энергии столкновения. Систематическая погрешность с учетом
погрешности измерения абсолютной чувствительности, погрешности определения коэффициента вторичной
электронной эмиссии с поверхности детектора быстрых частиц и погрешности измерения давления газа
мишени могла достигать ± 60 %. Случайная погрешность измерений указана на рисунке.
Отметим, что малое значение степени поляризации обусловлено наличием спина у возбужденного атома,
поскольку в этом случае угловое распределение фотонов «размывается» из-за наличия спин-орбитального
взаимодействия электронов. Кроме того, к деполяризации излучения приводят и каскадные переходы с верхних
n3S- и n3D-уровней.
322
рис.1
Так как рассеянные атомы не регистрировались, то возбуждение в такой аксиально-симметричной
атомной системе (ось симметрии совпадает с направлением пучка быстрых частиц) полностью определяется
двумя параметрами: полным сечением и параметром выстроенности [4]. Используя выражение для параметра
выстроенности, можно получить формулы, связывающие сечения возбуждения магнитных подуровней со
степенью поляризации излучения, регистрируемого в направлении, перпендикулярном пучку быстрых атомов.
Согласно этим соотношениям для аксиально-симметричной системы с орбитальным моментом L = 1 знание
степени поляризации излучения позволяет однозначно определить сечения возбуждения магнитных
подуровней.
На основании данных соотношений были определены парциальные сечения возбуждения магнитных
подуровней с Ml = 0 и Ml =  1. Преимущественное возбуждение магнитных подуровней с Ml = 0
свидетельствует о вкладе радиальной неадиабатической связи g-'g-термов квазимолекулы He2 в заселение
конечных состояний атомов. Поэтому, принимая во внимание одновременное возбуждение обеих
сталкивающихся частиц, что необходимо для сохранения полного спина системы He-He, можно утверждать,
что основным механизмом заселения 23P-уровня атома гелия, вероятно, является следующий:
(1s g ) 2 (2 p u ) 2 X 1 g  (1s g ) 2 2s g 3s g 1  g  (1s g ) 2 2s g 3d g 1  g .
Список публикаций:
[1] Кашуба А. С. Автоматизированная экспериментальная установка для изучения процессов возбуждения при атомных
столкновениях // Сборник тезисов Одиннадцатой Всероссийской научной конференции студентов-физиков и молодых
ученых: Тез. докл. Екатеринбург: Изд-во АСФ России, 2005. С. 504–506.
[2] Кашуба А. С., Курсков С. Ю. Распределенная система управления физическим экспериментом // Информационные
технологии моделирования и управления. 2006. № 9 (34). С. 1166–1171.
[3] Kashuba A. S., Kurskov S. Yu., Khakhaev A. D. Excitation of helium atoms in He-He collisions // Proceedings of the 2nd
International Conference on «Current Developments in Atomic, Molecular and Optical Physics with Applications»: CDAMOP 2006,
March 21 – 23, 2006, Delhi, India. Delhi, 2006.
[6] Blum K. Density Matrix Theory and Applications. New York and London: Plenum Press, 1981.
Фоторасщепление изотопа 197Au в области энергий фотонов до 70 МэВ
Макаренко Ирина Витальевна
Асанов Жантемир Ахиллович, Ермаков Андрей Николаевич, Kyaw Kyaw Htun
Московский государственный университет им. М. В. Ломоносова
Капитонов Игорь Михайлович, д.ф.-м.н.
[email protected]
Впервые проведен эксперимент по наблюдению фотоядерных реакций на изотопе
6 нейтронов.
197
Au с вылетом до
Эксперимент проведен на тормозном пучке импульсного разрезного микротрона RTM-70 НИИЯФ МГУ
с энергией электронов 70 МэВ. -Спектры остаточной активности (рис.1) облученного образца 197Au измерены с
помощью HPGe детектора эффективностью 30 %, изготовленного из сверхчистого германия.
В экспериментальном спектре (рис.1) наблюдаются -пики, соответствующие следующим фотоядерным
реакциям: 197Au(, n)196Aum, gs, 197Au(, 3n)194Au, 197Au(, 4n)193Au, 197Au(, 5n)192Au, 197Au(, 6n)191Au. Подписями
на рис. указаны только наиболее интенсивные -линии, соответствующие реакции 197Au(, 6n)191Au. В спектре
наблюдается 29 -пиков, соответствующих распадам основного состояния ядра 194Au, 39 -пиков,
323
соответствующих распадам основного состояния ядра 192Au, что позволяет надежно идентифицировать распады
атомных ядер, образующихся в многочастичных фотоядерных реакциях. Для определения периодов
полураспада t1/2 и идентификации образующихся радиоактивных изотопов проведены серии измерений
-спектров остаточной активности облученного образца. Измерены периоды полураспада в интервале от
десятков минут до десятков дней.
рис.1.
По интенсивностям -линий в спектрах рассчитаны выходы фотоядерных реакций и проведено
сравнение с теоретическими оценками, основанными на модели испарений. Экспериментальные данные
позволяют оценить интегральные сечения реакций на ядре 197Au с вылетом из ядра от одного до шести
нейтронов.
Результаты настоящей работы представляют интерес для дальнейших фундаментальных исследований
механизма многочастичных фотоядерных реакций, изучения ядер, удаленных от полосы β-стабильности.
Полученные результаты также могут быть использованы для решения прикладных задач, таких как
-активационный анализ, определение изотопного состава веществ, создание препаратов радиотерапии в
медицине и др.
Работа выполнена при поддержке гранта Президента РФ НШ-5365.2006.2.
Модель адрона с нарушенной пространственной однородностью вакуума
Мастропас Екатерина Валентиновна
Южный федеральный университет
Мясников Эдуард Николаевич, д.ф.-м.н.
[email protected]
Исследована возможность возникновения пространственно неоднородного конденсата бозе-поля в
результате его взаимодействия с кварком. Показано, что если кварк участвует в достаточно сильном
взаимодействии, не меняющем его аромат, с векторным бозе-полем, кванты которого имеют массу, то кварк
может находиться в локализованном состоянии типа волнового пакета, а в области его локализации будет
существовать бозе-конденсат этого поля.
Масса бозона m, масса затравочного кварка M, а также константа взаимодействия a варьировались, а
искомыми характеристиками явились энергия связи M–M0 (где M0 – энергия кварка в локализованном
состоянии) и параметр локализации r0. Для решения этой задачи вычислялось среднее значение Гамильтониана
H системы в состоянии с локализованным бозе-конденсатом, а затем путем вариации параметра r0
определялось положение минимума H по переменной r0 и значение Hmin = M0.
324
Использованный метод расчета имеет ограниченную область применимости. Но в области, где он
применим, радиус r0 локализации кварка может быть меньше радиуса бариона, а энергия связи кварка с бозеконденсатом может достигать 40% от массы затравочного кварка. В таком случае барион не может иметь
центра симметрии, а его состояние не будет соответствовать определенному значению пространственной
четности P, не будет обладать CP-инвариантностью со всеми очевидными последствиями для реакций и
распадов. В этой схеме барион может состоять из трех одинаковых кварков с одинаковыми кинематическими
характеристиками, т.к. их состояния могут отличаться местоположением их волновых пакетов в объеме
бариона.
В работе обсуждаются возможности совершенствования предложенной теории, которое может
увеличить дефект массы M–M0 и уменьшить радиус локализации кварка r0. На этом основании рассматривается
оптимистичный вариант с a = 1, M/m ≈ 104 и m = 1 МэВ, в котором M–M0 = 9990 МэВ при радиусе локализации
(1000m)-1. Оказывается, что в этом варианте быстрый лептон при столкновении с барионом должен передать
кварку энергию ~ 100 ГэВ, чтобы разорвать все связи между кварком и бозе-конденсатом. Возможно, что
возникающему при этом возбужденному состоянию бариона энергетически выгоднее и кинематически быстрее
сбросить такую гигантскую энергию посредством излучения π-мезонов. Следовательно, в этом случае будет
наблюдаться глубоко неупругий процесс и конфайнмент кварков.
Влияние магнитного поля на распределение дозы пучков электронов
Осипов Алексей Сергеевич
Фросин Борис Николаевич
Московский государственный университет им. М. В. Ломоносова
Черняев Александр Петрович д.ф.-м.н.
[email protected]
В настоящее время применение ионизирующих излучений действенный способ лечения онкологических
заболеваний. Одним из критериев оценки эффективности лучевой терапии является отношение величины дозы
в мишени к интегральной дозе облучения пациента. Цель данной работы исследование влияния магнитного
поля на распределение дозы от пучков электронов в тканеэквивалентной среде.
С помощью программы GEANT методом Монте-Карло было проведено компьютерное моделирование
влияния магнитного поля соленоида на распределение дозы пучков фотонов и электронов. Исследовались
дозные распределения, получаемые при облучении мишени (куб размером 20*20*20 см из тканеэквивалентного
материала), пучками электронов с круглым сечением радиуса 2,5 см и энергиями 10–50 МэВ, при
максимальных значениях индукции на оси соленоида от 0 до 5 Тл.
Расчеты показали, что для пучка электронов заметные изменения в распределении дозы возникают при
напряженности поля ~ 0.5 Тл. В распределении дозы пучков электронов возникает максимум, положение и
характеристики которого можно менять изменением энергии пучка, положения магнита и распределения
магнитного поля. Сравнение результатов облучения, когда мишень располагается в магнитном поле и без него,
показывает, что эффективность облучения мишени возрастает в 2 – 2.5 раза.
При варьировании энергии от 10 до 50 МэВ и наложении магнитного поля соленоида с индукцией 0–5 Тл
смещение максимума поглощенной дозы составляет около 1-го см в глубь мишени. Одновременно с этим
наблюдается возрастание градиента спада дозы за максимумом в среднем в 1.7 раз.
Другим критерием оценки эффективности выберем отношение дозы переданной мишени при наличии
магнитного поля и без него. Например, в параллельном магнитном поле с магнитной индукцией 3 Тл для
мишени лежащей на глубине 5–10 см данное отношение составляет ≈
Проведена экспериментальная проверка полученных результатов моделирования. На базе разрезного
микротрона НИИЯФ МГУ создана экспериментальная установка, состоящая из ускорителя, магнита,
тканеэквивалентной среды, детектора, для измерения распределения дозы. Экспериментальная проверка
результатов моделирования, проводимая при энергиях электронов 25-50 МэВ, подтвердила появление
максимума в распределении дозы при облучении мишени, расположенной в поперечном магнитном поле.
Экспериментально измеренные распределения дозы пучков электронов хорошо согласуются с результатами
моделирования.
325
326
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа