Как указывали Мейтнер, Ган и
Штрассман 17
а также другие авторы, облучение урана тепловыми нейтронами в
действительности приводит к возникновению радиоактивности с
большим числом различных периодов, которая создаётся осколками
деления. Прямые измерения показали, что сечение деления (усреднённое
по смеси изотопов) для тепловых нейтронов лежит в пределах от 2 до
3·10-24
см2,
т. е. примерно вдвое превосходит сечение радиационного захвата.
Изотоп U239
не может давать в это сечение заметного вклада, поскольку
наблюдения, относящиеся к резонансному захвату этим ядром нейтронов с
энергией около 25 эв,
привели к обнаружению активности лишь с одним
периодом — 23 мин.
Из того факта, что Мейтнер, Ган и Штрассман не нашли для нейтронов
этой энергии какой-либо заметной радиоактивности с совокупностью
различных периодов, которая, как теперь известно, сопровождает
деление, вытекает, что для медленных нейтронов, вообще говоря,
вероятность деления этого ядра составляет не более 1/10
от вероятности радиационного захвата. Следовательно, сечение деления
для этого изотопа, как видно из сравнения (38) и (39), не может
превосходить величины порядка
f(тепл.)
= (1/10)r(тепл.)
= 0,1·10-24
см2.
Рассуждения такого рода, как отмечалось в одной из предыдущих статей
Бора 6,
заставляют нас практически весь выход реакции деления, наблюдавшейся
на тепловых нейтронах, приписать одному из редких изотопов
урана 21.
Если связать это деление с составным ядром U235,
то мы должны получить для
f
(тепл.) значение 17
000·2,5·10-24
=
4·10-20
см2,
если же приписать его ядру U236, то
f
будет в пределах от 3 до 4·10-22
см2.
21
N. Bohr. Phys. Rev., 1939, 55, 418 (статья 59).
Следует ожидать, что в случае медленных нейтронов радиационная ширина и
ширина по отношению к испусканию нейтрона не будут существенно
различаться для различных изотопов урана. Исходя из этого,
мы положим
n'
(тепл.) = 0,003(0,028/25)1/2=10-4 эв.
Ширина же по отношению к делению сильно зависит от высоты барьера, которая в
свою очередь является чувствительной функцией заряда ядра и
массового числа, как видно из рис. 4, и быстро падает с
уменьшением веса изотопа. Поэтому естественно думать, что
ответственным за деление является один из более лёгких изотопов.
Рассмотрим сначала возможность того, что деление, вызываемое тепловыми
нейтронами, связано с составным ядром U235.
Если в этом ядре расстояние между уровнями
d
существенно больше ширины уровней,
сечение будет в основном определяться одним уровнем с
J=1/2,
возникающим из
i=0;
тогда из формулы (38)
f
=
2
2J+1
(2s+1)(2i+1)
n'f
(E-E0)2+(/2)2
мы получим равенство
f
E02+2/4
=
4·10-20
23·10-18·10-4
=
17(
эв
)
-1
.
(48)
Поскольку
f,
это соотношение можно записать в виде неравенства
E
0
2
4
4
17
-
,
(49)
из которого следует, во-первых, что
= 4/17
эв и, во-вторых, что
|E0| 2/17
эв.
Таким образом, уровень должен быть очень узким, а энергия
его очень близка к тепловой. Но в этом случае сечение деления должно
очень быстро падать с ростом энергии: поскольку
~1/v,
E~v2,
n'~v
мы получим
f~1/v5
для энергий нейтрона, превосходящих примерно половину электронвольта.
Такая картина совершенно несовместима с результатами,
полученными Колумбийской
группой 22.
Согласно этим результатам, сечения деления для нейтронов из кадмиевого резонанса
(~0,15 эв)
и для нейтронов, поглощаемых бором (средняя энергия несколько
электронвольт), относятся друг к другу как обратные величины
соответствующих скоростей нейтронов
(1/v).
Поэтому, если связывать
деление с составным ядром U235,
мы должны считать, что ширина уровней больше расстояния между
ними (эффективными оказываются много уровней). Однако, поскольку
расстояние между уровнями, несомненно, превосходит радиационную
ширину, мы будем иметь тот случай, когда ширина фактически равна
f.
При этом сечение, которое для случая перекрывающихся уровней даётся
формулой (40), имеет вид
22
Н. L. Anderson, Е. Т. Booth, J. R. Dunning, Е. Fermi G. N. Glasoe. F. G. Slack.
Phys. Rev., 1939, 55, 511.
f
=
2
n'
2
d
.
(50)
Отсюда находим расстояние между уровнями
d
=
23·10
-18
·10
-4
·
2
4·10-20
=
0,4
эв
,
(51)
