Избранные научные труды полностью

65 ПОСЛЕДОВАТЕЛЬНЫЕ ПРЕВРАЩЕНИЯ ПРИ ДЕЛЕНИИ ЯДЕР ^*

^*Successive Transformations in Nuclear Fission. Phys. Rev., 1940, 58, 864—866.

Если допустить, что деление тяжёлых ядер конкурирует с испусканием нейтрона из сильно возбуждённых составных систем, то можно ожидать, что при достаточно сильном возбуждении системы деление остаточного ядра ещё может осуществиться после испускания нейтрона. Так как в этой второй стадии процесса условия конкуренции с испусканием нейтрона в некоторых случаях более предпочтительны, чем в первой стадии, такие эффекты могут приводить к увеличению сечений процесса деления.

Как было показано в более ранних работах ¹, основные черты деления тяжёлых ядер можно объяснить на основе предположения, что процесс связан со сравнительно долго живущим промежуточным состоянием сложной системы, в которой энергия возбуждения распределена по всем степеням свободы, как при тепловом равновесии. Действительно, чрезмерная деформация составного ядра, приводящая к разрыву, может быть связана с флуктуациями в этом распределении энергии, случайно приводящими к концентрации значительной части энергии возбуждения в определённых видах колебаний сильно связанных систем ядерных частиц. Поэтому вероятность того, что осуществляется деление составной системы, определяется конкуренцией с другими процессами распада или излучения, которые приводят к уменьшению энергии возбуждения остаточной системы до такой величины, что деление становится уже невозможным.

¹ N. Bohr. Nature, 1939, 143. 330 (статья 58); Phys. Rev.. 1939, 55, 418 (статья 59) и особенно: N. Bohr, J. A. Wheeler. Phys. Rev., 1939, 56, 426, 1065 (статьи 61 и 62) (далее цитируются как БУ).

В обычных случаях, когда составная система имеет энергию, ненамного превышающую необходимую для деления, осуществление одного или другого конкурирующего процесса будет уменьшать имеющуюся энергию до значения ниже критического. Если, однако, энергия возбуждения составной системы очень высока, остаточная система может иметь возбуждение, допускающее деление. На второй стадии вероятность деления будет, конечно, опять зависеть от конкуренции с другими процессами распада или излучения. Такие последовательные превращения уже кратко обсуждались (БУ, стр. 449), особенно в связи с делением под действием дейтронов, но в то время в нашем распоряжении не было экспериментальных доказательств осуществления этого процесса. Однако недавние эксперименты по делению под действием быстрых нейтронов, а также дейтронов, по-видимому, предоставляют нам определённые данные о последовательных превращениях и в то же время проливают свет на конкурирующий характер процесса деления. Очевидно, интересно рассмотреть их здесь несколько подробнее.

Прежде всего, Агено, Амальди, Боккиарелли и Трабакки ² было обнаружено, что сечение деления урана при столкновении с нейтроном остаётся практически постоянным для энергий нейтронов примерно от 1 до 10 млн. электронвольт, но что оно значительно возрастает для нейтронов ещё более высоких энергий, полученных при бомбардировке лития дейтронами. Этот результат может быть легко понят из того факта, что при низких энергиях мы просто имеем дело с конкуренцией между испусканием нейтронов из составного ядра ₉₂U²³⁹ и его делением, причём для нейтронов с энергией выше 1 Мэв отношение вероятностей этих конкурирующих процессов почти постоянно. Однако, если энергия нейтрона выше 10 Мэв, имеется значительная вероятность, что остаточное ядро ₉₂U²³⁸, полученное после испускания нейтрона, будет иметь достаточное возбуждение, чтобы произошло деление. Кроме того, условия для деления в этом случае особенно благоприятны, так как в ₉₂U²³⁸ мы имеем дело с ядром чётного заряда и массового числа, для которого, как и в составном ядре ₉₂U²³⁶. образованном при столкновении с нейтроном редкого изотопа урана ₉₂U²³⁵, критическая энергия деления несколько ниже, чем энергия связи нейтрона. Таким образом, для энергии возбуждения ядра ₉₂U²³⁸ как раз над критической энергией деления испускание нейтрона не может происходить; даже при более высоком возбуждении вероятность деления в этом процессе много больше, чем вероятность испускания нейтрона.

² М. Ageno, Е. Amaldi, D. Bocciarelli, G. С. Trabacchi. Atti Acc. d’Italia, 1940. Об этом любезно сообщил автору проф. Э. Амальди.

Оценка разности между критической энергией деления D_f и энергией связи нейтрона D_n может быть получена для всех рассматриваемых ядер с помощью простого рассуждения (БУ. стр. 430, 433); результат этой оценки может быть резюмирован в следующей приближённой формуле:

E

=

E

_f

-E

_n

=

0,27(A-238)-1,32(Z-92)

+

+

-0,6, если A-Z чётно

+0,4, если A-Z нечётно

(1)

которая даёт E (в Мэв) для составного ядра с массовым числом A и порядковым номером Z. Различие двух констант в последнем слагаемом представляет как раз различие примерно в 1 Мэв между энергией связи нейтрона в тяжёлом ядре при чётном и нечётном числах (A-Z) ядерных нейтронов.