Избранные научные труды полностью

¹⁵ G. Breit, Е. Wigner. Phys. Rev., 1936, 49, 519; ср. также: Н. B'ethe, G. Рlасzek. Phys. Rev., 1937, 51, 450.

_f

=

²

2J+1

(2s+1)(2i+1)

_n'f

(E-E₀)²+(/2)²

(38)

и

_r

=

²

2J+1

(2s+1)(2i+1)

_n'r

(E-E₀)²+(/2)²

(39)

Здесь =h/p=h/(2mE)^1/2 — длина волны нейтрона, делённая на 2, i и J — моменты соответственно начального ядра и составного ядра; s = 72, а =_n+_r+_f — полная ширина резонансного уровня на половине высоты максимума.

В области энергий, где составное ядро имеет много уровней, расстояние между которыми d сравнимо или меньше полной ширины, дисперсионную теорию нельзя применить непосредственно, поскольку здесь существенную роль играют фазовые соотношения между вкладами отдельных уровней. Однако более детальное рассмотрение показывает ¹⁶, что для реакций, подобных делению и радиационному захвату, сечение может быть получено суммированием многих членов вида (38) или (39). Если длина волны нейтрона велика по сравнению с размерами ядра, то в сумму вносят вклад лишь те состояния составного ядра, которые могут образоваться за счёт захвата нейтрона с нулевым орбитальным моментом, и мы получаем

¹⁶ N. Воhr, R. Реiеrl s, G. Рlасzеk. Nature, 1939, 144, 200 (статья 60).

_f

=

²

_n'

_f

·

2

d

x

1

при i = 0

1/2

при i 0

(40)

_r

=

²

_n'

_r

·

2

d

x

1

при i = 0

1/2

при i 0

(41)

С другой стороны, если становится существенно меньше радиуса ядра R (случай, когда энергия нейтрона превосходит 1 Мэв), суммирование даёт

_f

=

²(2J+1)_n'

(2s+1)(2i+1)

·

_f

·

2

d

=

R

²

_f

,

(42)

_r

=

R

²

_r

.

(43)

Простая форма результата, который получается применением выведенной выше формулы (37) для _n' конечно, является непосредственным следствием того факта, что сечение любого процесса, вызываемого быстрыми нейтронами, даётся геометрическим сечением ядра, умноженным на отношение вероятности данного канала распада составного ядра к суммарной вероятности всех возможных процессов в единицу времени. Разумеется, при чрезвычайно больших энергиях падающих нейтронов нельзя провести чёткого различия между делением и испусканием нейтронов. При этом испарение будет происходить одновременно с делением, и, вообще говоря, мы должны ожидать образования в качестве конечных продуктов реакции многочисленных осколков с широким разбросом по величине.

IV. ОБСУЖДЕНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ДАННЫХ

А. Процесс резонансного захвата

Мейтнер, Ган и Штрассман ¹⁷ заметили, что нейтроны с энергией в несколько электронвольт при облучении ими урана приводят к возникновению бета-радиоактивного вещества с периодом полураспада 23 мин, которое химически не отличимо от урана. Вместе с тем нейтроны такой энергии не вызывали сколько-нибудь заметной активности с несколькими различными периодами, которая возникает при облучении урана тепловыми или быстрыми нейтронами; как теперь известно, эта активность обусловлена нестабильностью по отношению к бета-распаду образующихся в процессе деления осколков. Таким образом, происхождение упомянутой радиоактивности следовало приписать обычному радиационному захвату, наблюдаемому в других ядрах; как и все такие процессы, он имеет резонансный характер. Эффективная энергия E₀ резонансного уровня (или уровней) определялась путём сравнения коэффициентов поглощения в боре нейтронов, вызывающих радиоактивность, и нейтронов тепловой энергии:

¹⁷ L. Meitner, О. Hahn, F. Strassmann. Zs. f. Phys., 1937, 106, 249.

E

₀

=

kT

4

·

_тепл.(B)

_рез.(B)

2

=

(25±10)

эв

.

(44)

Коэффициент поглощения в самом уране для нейтронов, вызывающих активность, был найден равным 3 см²/г, что соответствует эффективному сечению 3 см²/г·238·1,66·10^-24г = 1,2·10^-21 см². Если считать, что поглощение обусловлено одним резонансным уровнем, не имеющим заметного допплеровского уширения, то сечение точно в резонансе должно быть равным удвоенному значению этой величины, или 2,4·10^-21 см². С другой стороны, если бы естественная ширина была мала по сравнению с допплеровским уширением

=2

E₀kT

238

1/2

=

0,12

эв

,

мы должны были бы получить для сечения точно в резонансе величину 2,7·10^-21 /, что даже больше, чем предыдущая оценка ¹⁸. Если в действительности активность связана с несколькими резонансными уровнями сравнимой энергии, мы, очевидно, получим тот же результат для сечения в каждом из резонансов.

¹⁸ При учёте допплеровского уширения мы используем работу Бете и Плачена (см. примечание 15), содержащую рассмотрение этого вопроса.