Избранные научные труды полностью

VI. ДЕЛЕНИЕ, ВЫЗЫВАЕМОЕ ДЕЙТРОНАМИ, ПРОТОНАМИ И ГАММА-КВАНТАМИ

Очевидно, что можно получить заметный выход реакции деления ядра при использовании любого способа его возбуждения, лишь бы энергия возбуждения достаточно превосходила критическую энергию деления и вероятность деления составного ядра была сравнима с вероятностями других процессов, приводящих к распаду системы. Поскольку главным процессом, конкурирующим с делением, является испускание нейтрона, последнее условие будет выполнено, если энергия деления будет не слишком велика по сравнению с энергией связи нейтрона. Как мы видели раньше, это верно для самых тяжёлых ядер. Поэтому можно полагать, что в таких ядрах должно наблюдаться деление не только под действием нейтронов, но и под действием достаточно энергичных дейтронов, протонов и гамма-лучей.

А. Деление, вызываемое облучением дейтронами и протонами

Оппенгеймер и Филлипс ³⁵ указывали, что реакции дейтронов и с очень высокой энергии с ядрами, обладающими большим зарядом, могут быть описаны с помощью механизма поляризации и диссоциации нейтрон-протоннной связи в поле ядра, в результате чего нейтрон поглощается, а протон отталкивается. Энергия возбуждения E образующегося ядра определяется кинетической энергией дейтрона E_d, из которой надо вычесть энергию диссоциации I и кинетическую энергию улетающего протона K а затем добавить энергию связи нейтрона E_n в получающемся ядре

³⁵ R. Oppenheimer, М. Phillips. Phys. Rev., 1935, 48, 500.

E

=

E

_d

-I-K+E

_n

.

(68)

Кинетическая энергия протона не может быть больше, чем E_d+E_n-I. С другой стороны, она не может быть меньше потенциальной энергии, которой должен обладать протон в кулоновском поле на самом большом расстоянии от ядра, когда ещё с заметной вероятностью может происходить реакция с дейтроном. Это расстояние и соответствующая кинетическая энергия K_мин были вычислены Бете ³⁶. Он получил следующие результаты. Для очень малых энергий E_d падающей частицы K_мин ~ 1 Мэв. Когда E_d примерно сравнивается с энергией диссоциации I = 2,2 Мэв, выполняется соотношение K_мин ~ E_d. При возрастании энергии падающей частицы до значения, соответствующего высоте электростатического барьера, K_мин остаётся по порядку величины равным E_d; дальнейший же рост не приводит к изменению величины K_мин. Высота барьера для однозарядных частиц составляет по порядку величины 10 Мэв у самых тяжёлых ядер; поэтому в области энергий обычно применяемых дейтронов можно принять K_мин ~ E_d. Отсюда можно заключить, что энергия возбуждения образующегося ядра имеет очень малую вероятность превзойти значение

E

_макс

~

E

_n

-I

,

(69)

которое существенно меньше полученных ранее оценок для высоты барьера деления в уране и тории. Следовательно, процесс Оппенгеймера — Филлипса рассматриваемого типа, вообще говоря, будет сопровождаться главным образом излучением, а не делением, если только энергия дейтрона не превосходит 10 Мэв.

³⁶ H. A. B'ethe. Phys. Rev., 1938, 53, 39.

Однако следует ещё рассмотреть возможность процессов, в которых дейтрон захватывается как целое, особенно с приближением его энергии к 10 Мэв. В этом случае образуется составное ядро с энергией возбуждения, по порядку величины равной

E

_d

+2E

_n

-I

~

E

_d

+10

Мэв

.

(70)

Результат реакции будет определяться конкуренцией процессов деления и испускания нейтрона, которая характеризуется соотношением величин _f и _n (испускание протона имеет ничтожную вероятность из-за большой высоты электростатического барьера). Связанное с захватом дейтрона увеличение заряда ядра, конечно, уменьшает критическую энергию деления и изменяет соотношение вероятностей деления и испарения нейтрона в пользу деления по сравнению с их соотношением в начальном ядре при той же энергии возбуждения. Если после захвата дейтрона произойдет испарение нейтрона, то барьер деления снова понизится по сравнению с энергией связи нейтрона. Так как кинетическая энергия испарившегося нейтрона по порядку величины равна тепловой энергии частиц в ядре (1 Мэв), остаточное ядро всё ещё будет возбуждённым с энергией примерно E_d + 3 Мэв. Таким образом, например, в случае захвата дейтронов с энергией 6 Мэв ураном имеется значительная вероятность того, что деление произойдет или на первой, или на второй стадии, следующей за захватом ядерной реакции.

Сечение деления в такой двойной реакции можно оценить, взяв соответствующее сечение для нейтронов, даваемое формулой (42), и умножив его на коэффициент, учитывающий влияние электростатического отталкивания между ядром и дейтроном, которое препятствует захвату дейтрона,

_f

~

R

²

e

^-P

_f(E')

(E')

+

_n(E')

(E')

·

_f(E'')

(E'')

.

(71)

Здесь P — гамовский показатель проницаемости барьера для дейтрона с энергией E и скоростью v ³⁷

³⁷ Н. A. B'ethe. Rev. Mod. Phys., 1937, 9, 163.

P

=

4Ze²

hv

[arc cos x

^1/2

-x

^1/2

(1-x)

^1/2

]

,

(72)