Избранные научные труды полностью

Кроме обсуждаемых запаздывающих нейтронов наблюдались также нейтроны, которые вылетали за очень короткий период времени после деления ²⁶ (меньше или, может быть, порядка одной секунды). Имеются сообщения о том, что выход таких нейтронов составляет от двух до трех нейтронов на акт деления. Попытка объяснения такого большого числа нейтронов на основе рассмотренного выше механизма возбуждения ядра в результате бета-перехода потребовала бы решительного пересмотра сравнительных оценок для энергий бета-переходов и энергий связей нейтрона, сделанных в разделе I. Конечно, эти оценки основаны на косвенных, хотя и простых соображениях, и поэтому в действительности могут привести к неверным результатам. Однако можно попытаться принять эти оценки как разумные, и тогда у нас имеются две возможности для объяснения происхождения этих нейтронов: либо они вылетают из составного ядра в момент деления, либо испаряются из осколков за счёт возбуждения, которое эти осколки приобретают в процессе отрыва. В последнем случае для испускания нейтрона требуется время 10^-13 сек или меньше (см. рис. 5). С другой стороны, время, в течение которого осколок с энергией 100 Мэв полностью потеряет свою скорость, по меньшей мере равно времени, которое требуется затратить частице со средней скоростью 10⁹ см/сек на прохождение расстояния порядка 10^-3 см. Поэтому нейтрон должен испариться прежде, чем осколок потеряет значительную часть своей кинетической энергии. Поскольку кинетическая энергия каждой частицы внутри ядра составляет примерно 1 Мэв, нейтроны, летящие почти в направлении движения ядра, несомненно должны иметь большую энергию, чем 1 Мэв, на что указывал Сциллард ³³. Опубликованные до настоящего времени данные не доказывают и не опровергают возможности такого испарения, происходящего вслед за делением.

³³ Дискуссии на Вашингтонском заседании Американского физического общества 28 апреля 1939 г.

Следует кратко остановиться ещё на третьей возможности, согласно которой обсуждаемые нейтроны могут возникать в самом процессе деления. В этой связи заслуживают внимания наблюдения над процессами дробления жидкой массы, находящейся в нестабильной форме, на две меньших массы, обладающих большей стабильностью. Эти наблюдения показывают, что в том месте пространства, где происходит разрыв общей поверхности, обычно образуются маленькие капельки. Хотя подробное динамическое рассмотрение процесса деления оказывается в случае ядра ещё более сложным, чем в случае жидкой массы, из капельной модели ядра следует, что при ядерном делении вполне разумно ожидать вылета нейтронов из ядра аналогично возникновению капелек при делении жидкости.

Статистическое распределение осколков деления по зарядам и массам, как и возникновение нейтронов при делении, является по существу задачей динамики процесса деления, а не статистической механики критического состояния, обсуждавшейся в разделе II. Фактически лишь после того, как деформация ядра превзойдет критическое значение, происходит то быстрое превращение потенциальной энергии деформации в энергию внутреннего возбуждения и кинетическую энергию относительного движения осколков, которое и вызывает действительный процесс деления.

Для классической жидкой капли течение изучаемой реакции будет полностью определяться заданием координат и скоростей в конфигурационном пространстве изображающей точки системы в момент, когда она проходит над барьером в направлении деления. Если энергия системы в начальном состоянии лишь незначительно превосходит критическую энергию, изображающая точка деления должна пересечь барьер вблизи седловидной точки с малой скоростью. Однако возможность широкого выбора направлений вектора скорости в многомерном пространстве, схематически изображённом на рис. 3, показывает, что даже при энергиях, очень близких к порогу процесса деления, можно ожидать большого разнообразия в размерах образующихся осколков. Если же энергия возбуждения становится существенно выше критической энергии деления, из статистических соображений раздела III следует, что изображающая точка системы, вообще говоря, пройдет над барьером деления на некотором расстоянии от седловидной точки. Смещения изображающей точки вдоль барьера в стороны от седловидной точки соответствуют асимметричным отклонениям от критической деформации; поэтому с ростом энергии ядра в переходном состоянии мы должны ожидать всё более широкого распределения осколков по массам. Можно предвидеть и проявления более тонких деталей ядерной связи: относительная вероятность наблюдения осколков с нечётными массовыми числами должна быть меньшей в случае деления составного ядра с чётным зарядом и чётным массовым числом, чем если оно имеет чётный заряд и нечётное массовое число ³⁴.

³⁴ Флюгге и Дросте (Zs. I. Phys. Chemie, 1939, В42, 274) также обсуждали вопрос о возможном влиянии более тонких деталей ядерной связи на статистическое распределение осколков деления по зарядам и массам.