3 Явление селективного захвата медленных нейтронов, которое обнаруживает интересную формальную аналогию с оптическим резонансом, специально исследовано в работе Брейта и Вигнера (G. Вrеit, Е. Wigner. Phys. Rev., 1936, 49, 642). Оценки ширины уровней из экспериментальных данных впервые были даны Фришем и Плачеком (О. Frisch, G. Placzek. Nature, 1936, 137, 357) и детально обсуждены в недавней работе Бете и Плачека (Н. В'ethе, G. Placzek. Phys. Rev., 1937, 51, 450).
Распределение энергетических уровней, показанное на рис. 2, очень сильно отличается по своему характеру от того, с которым мы знакомы в обычных атомных задачах, где вследствие слабой связи между отдельными электронами, которые связаны в поле, окружающем ядро, возбуждение атома обычно можно приписать более высокому квантовому состоянию отдельной частицы. Однако распределение уровней ядер как раз такого типа, какого мы вправе ожидать для упругого тела, где энергия сосредоточена в колебаниях всего тела как целого. Ибо вследствие быстрого роста возможностей комбинации собственных частот таких движений с увеличением значений полной энергии системы расстояние между соседними уровнями будет очень быстро уменьшаться при высоких возбуждениях. В самом деле, рассмотрения подобного характера известны из обсуждения вопроса о теплоемкости твердых тел при низких температурах.
Термодинамические аналогии могут быть плодотворны также при обсуждении вопроса о распаде составной системы с освобождением материальных частиц. Так, случай эмиссии нейтронов, на которые за пределами собственно ядерных размеров не действуют никакие силы, представляет особенно удачную аналогию испарению жидкого или твердого тела при низкой температуре. Действительно, из приближённого знания системы уровней ядер при низких возбуждениях оказалось возможным получить оценку «температуры» составного ядра, которая приводит к вероятности испарения нейтрона, согласующейся с полученным из экспериментальных данных временем жизни составного ядра, образующегося при столкновениях с быстрыми нейтронами 4.
4 Идея применить к расчёту вероятности вылета нейтрона из составного ядра обычную формулу для испарения была впервые выдвинута Я. Френкелем (Sow. Phys., 1936, 9, 533). Более детальное исследование, основанное на общей статистической механике, дано в работе Вайскопфа (V. Weisskopf. Phys. Rev., 1937, 52, 295).
Рис. 3
Рис. 3 иллюстрирует ход процесса столкновения между быстрым нейтроном и тяжёлым ядром. Для упрощения рассуждений в ядро введён воображаемый термометр. Шкала термометра на рисунке дана в 1010 градусов Цельсия; но в качестве более известной меры тепловой энергии приведена и другая шкала, указывающая температуру в миллионах электронвольт. На рисунке показаны различные стадии процесса столкновения. Сначала исходное ядро находится в своем нормальном состоянии, и его температура равна нулю. После того как с ядром столкнется нейтрон с кинетической энергией примерно в 10 млн. электронвольт, образуется составное ядро с энергией возбуждения в 18 млн. электронвольт, и температура возрастает от нуля примерно до 1 млн. электронвольт. Неправильные очертания ядра символизируют колебания формы, соответствующие различным колебаниям, возбуждаемым при данной температуре. Следующий рисунок показывает, как нейтрон вылетает из возбуждённой системы и, соответственно этому, несколько понижается температура. На последней стадии процесса оставшаяся энергия испускается в виде электромагнитного излучения, и температура падает до нуля.
Описанный выше ход процесса столкновения является наиболее вероятным в том случае, если энергия падающего нейтрона велика; но для более низких энергий нейтрона вероятности испускания нейтрона и излучения становятся одинаковыми по порядку величины, что приводит к значительной вероятности захвата нейтрона. Если мы, наконец, спускаемся до области очень медленных нейтронов, то, как известно из эксперимента, вероятность излучения становится даже гораздо больше вероятности испускания нейтрона. Однако ясно, что в этом случае аналогия между испусканием нейтрона и испарением будет совершенно не адекватной, так как механизм испускания подобно образованию составного ядра включает здесь специфические квантовомеханические черты, которые не могут быть проанализированы столь простым путём.
Количественное сравнение обычного испарения и испускания нейтрона фактически можно провести только в тех случаях, когда энергии возбуждения составной системы очень велики по сравнению с энергией, необходимой для удаления отдельного нейтрона, поскольку только в таких случаях возбуждение остаточного ядра после вылета нейтрона почти равно возбуждению составного ядра; это же предполагается в явлениях обычного испарения, где изменение количества тепла рассматриваемого тела при вылете отдельной молекулы газа пренебрежимо мало. Поэтому изложенные выше рассуждения в этой простой форме могут быть применены только тогда, когда изменение температуры при переходе от второй стадии (см. рис. 3) к третьей сравнительно мало.