Избранные научные труды полностью

Так как масса нейтрона мала по сравнению с приведённой массой двух возникающих при делении ядер, то для применимости метода переходного состояния в первом случае нам нужно достигнуть значительно больших энергий возбуждения по сравнению с высотой барьера, чем во втором. В действительности приведённая длина волны нейтрона =/2 лишь при кинетической энергии, значительно большей 1 Мэв, становится существенно меньше радиуса ядра и позволяет использовать понятия скорости и направления движения в применении к нейтронам, вылетающим с ядерной поверхности.

Абсолютный выход различных реакций, вызываемых бомбардировкой нейтронами, зависит от вероятности захвата нейтрона с образованием составного ядра. Эта вероятность обратно пропорциональна вероятности _n'/h такого испускания нейтрона, когда остаточное ядро оказывается в основном состоянии. Величина _n' при низких энергиях пропорциональна скорости нейтрона; согласно имеющейся информации о ядрах среднего атомного веса ширина в электронвольтах составляет примерно 10^-3 от корня квадратного из энергии нейтрона в электронвольтах ¹⁴. С увеличением энергии нейтрона от тепловых значений до 100 кэв следует ожидать роста _n' от величины порядка 10^-4 эв до 0,1 или 1 эв. Для нейтронов высоких энергий можно применять формулу (37), согласно которой _n' возрастает пропорционально энергии за вычетом той компенсации, которая возникает за счёт уменьшения расстояний между уровнями при достижении очень высоких энергий возбуждения. Для оценки порядка величины можно принять, что в уране расстояние между уровнями уменьшается от 100 кэв для самых низких уровней до 20 кэв для уровней с энергией около 6 Мэв (захват тепловых нейтронов) и до 1/5 эв при энергии нейтронов 2,5 Мэв. При d = 1/2 эв получаем _n'( 1/2 x5)(239^2/3/10)2 1/2 1,5 эв для нейтронов из реакции D+D. Парциальная ширина по отношению к испусканию нейтрона при любой энергии не превосходит по порядку величины это значение, так как при более высоких энергиях уменьшение расстояния между уровнями будет решающим фактором.

¹⁴ Н. А. В'ethе. Rev. Mod. Phys., 1937, 9, 150. 322

После того как образовалось составное ядро, результат конкуренции между процессами деления, испускания нейтрона и излучения гамма-кванта будет определяться соотношением ширин _f, _n и соответствующей радиационной ширины _r. Из данных по ядрам типа урана и тория можно сделать вывод, что радиационная ширина _r не превосходит величины порядка 1 эв и что она приблизительно постоянна в области энергий возбуждения, соответствующих захвату нейтрона (рис. 5). Ширина по отношению к делению будет ничтожно мала при энергии возбуждения ниже критической E_f но с возрастанием энергии выше этого значения ширина _f становится заметной, а вскоре превосходит радиационную ширину и растет примерно экспоненциально при высоких энергиях. Поэтому, когда критическая энергия деления сравнима или больше энергии возбуждения, вызываемого захватом нейтрона, следует ожидать, что излучение гамма-кванта будет более вероятным, чем деление; но если высота барьера несколько меньше, чем величина энергии связи нейтрона, во всяком случае при достаточно большой энергии нейтронов, радиационный захват будет менее вероятен, чем деление. Однако с увеличением скорости бомбардирующих нейтронов нельзя ожидать неограниченного роста выхода реакции деления, поскольку результат будет определяться конкуренцией в составном ядре между делением и испусканием нейтрона. Ширина _n, определяющая вероятность последнего процесса, при энергиях, меньших величины порядка 100 кэв, совпадает с _n' — парциальной шириной по отношению к испусканию нейтрона с образованием остаточного ядра в основном состоянии, поскольку возбуждение остаточного ядра при этом энергетически невозможно. При больших же энергиях нейтрона число допустимых уровней быстро растет, и _n, возрастая приблизительно экспоненциально с ростом энергии, становится гораздо больше _n'.

Рис. 5. Схематическая диаграмма для парциальных вероятностей переходов (умноженных на h и выраженных в энергетических единицах) и обратных величин (имеющих размерность и порядок времени жизни) в зависимости от энергии возбуждения для типичного тяжёлого ядра. _r, _f, _d означают вероятность электромагнитного излучения, деления и испускания -частиц, а _n' и _n - соответственно вероятность испускания нейтрона с образованием остаточного ядра в основном состоянии и полную вероятность испускания нейтрона. Последние две величины, разумеется, равны нулю при энергии возбуждения, меньшей энергии связи нейтрона, которая принимается равной примерно 6 Мэв

В этой области энергий, где уровни чётко разделены, сечения, определяющие выход рассмотренных выше реакций, могут быть получены непосредственным приложением дисперсионной теории Брейта и Вигнера ¹⁵. В случае резонанса, когда энергия падающего нейтрона E близка к некоторому значению E₀, характеризующему положение изолированного уровня составного ядра, мы имеем для сечений деления и радиационного захвата соответственно