X ш
44
этом электроотрипдт. примеси обычно повышают 3. п., это связано с заменой части электронов в разряде от-ридат. ионами, ионизующая способность к-рых меньше, чем у электронов. Существенно влияет на величину 3. п. образование на поверхности катода тонких пл╦нок чужеродных атомов. 3. п. для разных разрядов находят с помощью полуэмлирических формул л из эксперимента.
Лит.; К а п ц о в Н. А,, Электроника, 2 изд., М., 1956; Э н г е л ь А., Ионизованные газы, пер. с англ., М., 1959, гл. 7; Р а и з е р Ю. П., Основы современной физики газоразрядных процессов, М., 1980,
ЗАМАГНЙЧЕННАЯ ПЛАЗМА ≈ плазма, находящая-ся в магн. поле напряж╦нностью // в таких условиях, что ларморовская частота вращения oi// заряж. частиц в этом поле ((uff=Zeff/Afc) существенно превышает
характерную частоту соударений т^-1 между односорт-ными и разносортными частицами (электронами и ионами): ю//те/>1 (здесь 2 ≈ атомный номер, М ≈ масса частицы, тг/ ≈ время между двумя носледоват. crtwip-новспиями). Такие условия могут осуществляться в сильных маги, полях или в очень разреженной плазме, В 3. п. ларморовский радиус значительно меньше длины свободного пробега. Это означает, что смещение частицы в результате столкновения оказывается только порядка циклотронного радиуса. Поэтому в 3. п, существенно уменьшаются ламинарные коэф. переноса вещества, энергии и импульса в направлении, перпендикулярном магн. полю. Напр., в случае простой конфигурации маги, поля поперечный коэф, диффузии уменьшается по сравнению с продольным в ((о//ет£/)2 раз; электронные и иоппые потоки тепла вдоль поперечных градиентов темп-ры падают соответственно в (^не^ее)2 и (М//Д//)^ раз. В сложных равновесных конфигурациях плазмы в маги, поле, где сильно меняются траектории частиц, уменьшение коэф. переноса нельзя описать такой простой ф-лой вследствие того, что смещение частиц между соударениями может происходить на величину, существенно превышающую ее ларморовский радиус.
3. и. и плазма, вмороженная в магн. поле,≈ не одно и то же. Различие между 3. п. и вморожекностью магнитного поля в плазму заключается в том, что не при всех движениях 3. п. возникают токи (напр,, именно так происходит диффузионный перенос плазмы попер╦к Н), а также в 3. п. существует широкий класс низкочастотных квазгшогепциальных движений (rot £/» «Ot ╧ ≈ электрич. поле), для к-рых магн. иоле не возмущается, и, следовательно, не вморожено в сроду. В этих случаях следует отказаться от простой записи
закона Ома в виде $= а(-К+с 1*^1) и пользоваться ур-ниями двухжидкостиой гидродинамики плазмы.
Лит. см, при сг. Плазма, С. С. Моисеев,
ЗАМЕДЛЕНИЕ НЕЙТРОНОВ ≈ уменьшение кинетич. энергии ╦ нейтронов в результате многократных столкновений их с атомными ядрами среды. Механизм 3. н. зависит от энергии нейтронов. Если £ больше порога неупругого рассеяния нейтрона на ядре (£11у~0,1 ≈ 10 МэВ), то пейтроны расходуют энергию гл. пор. на возбуждение ядер и ядерные реакции, сопровождающиеся вылетом нейтронов. При одном соударении нейтрон в среднем теряет значит, долю своей энергии п поело небольшого числа столкновений (часто одного) переходит в область энергий £<#Ну Дальнейшее 3- н. происходит только за сч╦т упругого ядерного рассеяния.
Если £^0,1≈0Т3 эВт то можно пренебречь тепловым движением и хим. связью атомов среды и рассматривать ядра как свободные и покоящиеся. При этом рассеяние практически изотропно в системе центра масс нейтрон≈ядро» п при одном соударении с ядром с массовым числом А нейтрон с энергией £ с равной вероятностью может передать ядру любую энергию в интервале от 0 до 4Л£/(/Ц-1)3. Соответственно, его ср. потеря энергии равна 2Л£/(Л-И}2, т. е. пропорц. <?,
а среднелогарифмическая (усредн╦нная по углам рассеяния нейтронов) потеря энергии при одном соударении:
£ = Ь* ^ =1 + 2А 1п "ЯТТ * J
(£ и и" ≈ энергии до и после соударения). Т. о., £ не зависит от энергии нейтрона. Поэтому £ удобно использовать как характеристику упругого 3. н. (для среды, состоящей из смеси ядер с разными А, £ усредняется по концентрациям с весом, пропорц. сечению рассеяния ар, что может привести к слабой зависимости g от £). Для водорода 1 ≈ 1 и монотонно убывает с ростом А (см. табл.). Ср. число столкновений т, требуемое
Параметры упругого замедления нейтронов в некоторых вещестиах
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Вещество
|
1
|
m *
|
Ip, CM
|
т *, см3
|
|
|
|
Н,0 .......
|
0,9-48
|
19
|
1 .1
|
30.2
|
|
|
|
D30 .......
|
0,570
|
30
|
2,6
|
120
|
|
|
|
Be ........
|
П ?П Q
U , £i\,l J
|
86
|
1.6
|
97,2
|
|
|
|
Beo .......
|
П 174
U . -1 i О
|
104 *
|
1,5
|
105
|
|
|
|
Графит ......
|
0, 158
|
114
|
2>G
|
350
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
* При 3. н- от ср. энергии нейтронов деления до тепловой энергии.
для 3. н. от энергии £0 до £, равно m=w/£, где величина ы = 1п(£о/#) наз. летаргией нейтронов,
Захват нейтронов ядрами в л╦гких веществах в процессе 3. н. несуществен, т. к. сечения захвата о3 нейтронов малы по сравнению с сечением рассеяния о~р; в тяж╦лых веществах из-за большого т заметное число нейтронов может яахватпться при 3. н. до малых энергий. Доля нейтронов, избежавших захвата при 3. и. от энергии £а до £, равна
(2)
где Лу (<?(и £) ≈ т. н. резонансный интеграл захвата пей тронов, равный:
(3)
S
Энергстич. распределение упруго замедляющихся нейтронов N (╦) в случае непрерывно излучающегося моноэнергетич. нейтронного источника интенсивностью Q нейтронов в 1с с энергией нейтронов #0 в большой (утечкой нейтронов можно пренебречь) объ╦ме однородного вещества в отсутствие захвата описывается ф-лой (спектр Ферми):
< £0), (4)
где £р ≈ длина свободного пробега нейтрона до рассеяния, и ≈ его скорость. Отношение Е/7Р наз. заме д-ляющей способностью вещества. Уч╦т захвата приводит к появлению в ф-ле (4) множителя Р(£, <?0)t т.е. сдвигает спектр в сторону больших энергий («ужесточает»). В случае импульсного источника нейтроны при упругом 3. н. в однородной среде после 1/5 соударений в каждый момент времени t после Импульса группируются по энергии вблизи ср. энергии
(тп ≈ масса нейтрона), прич╦м тем тесное, чем тяжелее
среда [с дисперсией D^f2≈ 2)/£=2/3A ]. Эта особенность позволяет измерять энергию нейтронов по времени замедления в тяжелых замедлителях (см. Нейтронная спектроскопия). Время 3. н. при £0>£ определяется ф-лой (5), т. е. пропорциональио /р/£, в РЬ при
£~=Н эВ, *=4-10-«с.
Диффузию нейтронов при 3. н. удобно описывать в терминах плотиости замедления q, т, е. числа иейтро-
