Избранные научные труды полностью

Разделив ширину деления на расстояние между уровнями и рассматривая это отношение как функцию энергии, мы замечаем, что оно оказывается чрезвычайно малым при энергиях возбуждения, меньших критической энергии деления, и должно, по-видимому, быстро возрастать с увеличением энергии возбуждения выше этого значения, где очень скоро вступает в силу соотношение (60). Если расстояние между уровнями в переходном состоянии сравнимо с расстояниями между нижними уровнями обычного тяжёлого ядра (~50:100 кэв), то при энергии, на 1 Мэв превышающей барьер деления, следует ожидать значения N* = 10:20. В любом случае величина _f/d будет возрастать приблизительно линейно с ростом энергии в пределах значений порядка миллиона электронвольт; при более высоких энергиях возрастание становится заметно более быстрым, поскольку при таких степенях возбуждения нужно ожидать уменьшения расстояния между уровнями ядра в переходном состоянии. Соответствующее поведение величины _f/d иллюстрирует рис. 6. Следует отметить, что специфические квантовомеханические эффекты, играющие существенную роль вблизи и ниже критической энергии деления, могут в определённой степени оказывать влияние на ход кривой _f/d также и выше этой энергии. Это влияние выражается в том, что в начальной части кривой возможны небольшие осцилляции, наблюдение которых могло бы сделать доступной непосредственному измерению величину N*. Поведение отношения _n/d с ростом энергии может быть предсказано с большей точностью, чем поведение рассмотренного отношения _f/d. Если обозначить энергию нейтрона (в Мэв) через K, то для числа уровней, которые могут оказаться возбуждёнными в остаточном ядре (это ядро тождественно начальному), будем иметь значение примерно от K/0,05 до K/0,1, а для средней кинетической энергии неупруго рассеянного нейтрона — примерно K/2. Таким образом, сумма величин K_i в формуле (59) легко вычисляется, и мы получаем

K_n

d

(3:6)K

²

.

(61)

Рис. 6. _n/d и _f/d — отношения вероятности испускания нейтрона и соответственно вероятности деления в единицу времени (умноженных на h) к среднему расстоянию между уровнями составного ядра при данной энергии возбуждения. Эти отношения меняются с энергией приблизительно одинаковым образом для всех тяжёлых ядер, с той только разницей, что вся кривая, относящаяся к делению, сдвигается влево или вправо относительно другой кривой в соответствии с тем, оказывается ли критическая энергия деления E_f меньшей или большей, чем энергия связи нейтрона E_n. Сечение деления, вызываемого быстрыми нейтронами, зависит от отношения величин, даваемых двумя кривыми. Слева это сечение приведено для значения E_f-E_n=3/4 Мэв, справа — для E_f-E_n=1³/₄ Мэв; первое значение примерно соответствует ядру U²³⁹, второе — ядру Th²³³

Однако в действительности эта формула даёт лишь грубую, ориентировочную оценку. С одной стороны, для энергий K 1 Мэв применение формулы, описывающей процесс испарения, является неоправданным, так как переход оказывается возможным вплоть до таких малых энергий нейтронов, когда _n/d пропорционально скорости. С другой стороны, при энергиях выше 1 Мэв необходимо принимать во внимание постепенное уменьшение расстояния между уровнями в конечном ядре, вследствие которого правая часть формулы (61) увеличивается. При построении кривых на рис. 6 была сделана попытка оценить это увеличение.

Два отношения, которые входят в выражение (58) для сечения деления, вызываемого быстрыми нейтронами, меняются с ростом энергии примерно одинаковым образом для всех тяжёлых ядер. Различие обнаруживается лишь в величине критической энергии деления, которая определяет сдвиг одной кривой по отношению к другой, как показано на графиках в верхней части рис. 6. Отсюда легко сделать вывод о том, каких характерных различий в ходе измерения рассматриваемого сечения с энергией можно ожидать для разных ядер.