Чтение онлайн

Изучение ядерных превращений при бомбардировке нейтронами: урана и тория, начатое Ферми и его сотрудниками и продолженное в работах Мейтнер, Гана и Штрассмана, а также Кюри и Савича, пролило свет на целый ряд интересных явлений. Прежде всего, как было указано Мейтнер и Фришем 1 обнаруженный недавно Ганом и Штрассманом радиоактивный изотоп бария, являющийся продуктом таких превращений, свидетельствует о новом типе ядерных реакций, в которых ядро делится на два ядра с меньшими зарядами и массами, причём в результате этого процесса выделяется энергия, превышающая сто миллионов электронвольт. Прямое доказательство существования так называемого деления ядер было дано Фришем 2 в случае тория и урана. При этом наблюдалась очень интенсивная ионизация газа, вызванная осколками ядерного деления, движущимися с большой скоростью.

1 L. Meitner, O. Frisch. Nature, 1939, 143, 239; в этой работе даны ссылки на предыдущие статьи.

2 О. Frisch. Nature, 1939, 143, 276. Рукопись этой заметки (так же как и рукопись заметки проф. Мейтнер и д-ра Фриша) была любезно предоставлена мне авторами. Как я узнал из других дружески переданных мне сообщений, дальнейшие исключительно интересные сведения относительно явлений деления ядер получены в последнее время в ряде лабораторий Америки и Европы.

В недавней заметке 3, касающейся этой интереснейшей предложенной Мейтнер и Фришем трактовки ядерных превращений, происходящих под действием нейтронов, автор подчеркнул, что для описания хода этих реакций можно предположить, что они протекают в два этапа, точно так же, как это имеет место в обычных ядерных реакциях. Первой стадией является образование составного ядра, в котором энергия распределяется (между частицами ядра) подобно тому, как это имеет место в случае теплового движения частиц жидкости или твердого тела. Вторая стадия состоит в освобождении этой энергии в виде излучения или в переходе её в такую форму, которая приводит к распаду составного ядра. В случае обычных реакций, сопровождающихся испусканием из составного ядра протона, нейтрона или -кванта, мы имеем дело с концентрацией значительной части этой энергии возбуждения на одной частице, расположенной на поверхности ядра, так что количество этой энергии оказывается достаточным для её вылета из ядра. Этот процесс подобен явлению испарения молекулы из капли жидкости.

3 N. Воhг. Nature, 1939, 143, 330 (статья 58).

В случае явлений деления эта энергия должна переходить в некоторый специальный тип движения всего ядра, сводящийся к деформации его поверхности; эта деформация должна быть достаточно большой, чтобы привести к делению ядра, подобному делению жидкой капли на две капельки меньших размеров. Из статистико-механического рассмотрения, аналогичного тому, которое используется для описания ядерных реакций в терминах испарения, следует, что с увеличением заряда ядра вероятность деления становится сравнимой с вероятностью обычных ядерных реакций; это происходит тогда, когда энергия указанной деформации уменьшается до значений того же порядка величины, что и энергия, необходимая для вылета отдельной ядерной частицы.

Здесь я хотел бы указать, что это рассмотрение, по-видимому, позволяет без труда объяснить специфическую зависимость от скорости падающих нейтронов сечений различных процессов превращения в случае урана и тория (эта зависимость наблюдалась Мейтнер, Ганом и Штрассманом 4). В свете новых открытий, по-видимому, большое число наблюдавшихся процессов, в которых трудно разобраться на основе обычных представлений об ядерных реакциях, можно согласно Мейтнер и Фришу свести только к двум типам превращений. Один из них состоит в обычном радиационном захвате падающего нейтрона, сопровождающимся образованием составного ядра в основном состоянии с последующим его превращением в стабильное ядро путём испускания -частицы. Другой тип превращения заключается в делении возбуждённого составного ядра, которое может происходить многими различными путями; при этом продукты такого деления обладают широким спектром значений масс и зарядов. Это обстоятельство, как мы увидим ниже, имеет особое значение для понимания некоторых специфических особенностей деления урана. Только внимательное изучение статистического распределения осколков деления позволяет выяснить происхождение конечного продукта реакции, обладающего химическими свойствами и данным периодом полураспада.

4 L. Meitner, О. Hahn, F. Stгassmann. Zs. f. Phys., 1937, 106, 249; 1938, 109, 538.

В случае процессов захвата, которые приводят к появлению радиоактивных изотопов урана и тория с периодами полураспада соответственно 24 и 33 мин, Мейтнер, Ган и Штрассман обнаружили существование резонансных явлений для нейтронов сравнительно малых скоростей. В уране, где это явление было изучено более полно, они нашли, что для нейтронов с энергией порядка 25 эв сечение захвата по меньшей мере в 30 раз превосходит сечение захвата тепловых нейронов. Поскольку в этой резонансной области сечение достигает значения 10– 21 см^2, указанные авторы считают, что, как с очевидностью следует из простых соображений дисперсионной теории, это явление следует приписать урану-238, преобладающему в естественной смеси изотопов урана. Из того обстоятельства, что и для урана, и для тория резонансный захват не сопровождается сколько-нибудь значительным увеличением сечения процесса деления, мы можем заключить далее, что вероятность излучения составного ядра в рассматриваемом возбуждённом состоянии значительно превосходит вероятность деления и что основное состояние этих ядер является по существу стабильным — с точностью до -радиоактивности.

Что касается других процессов превращения, которые теперь следует связывать с делением ядер, существенное различие между ураном и торием было найдено в исследованиях Мейтнер, Гана и Штрассмана, а также в прямых экспериментах Фриша. В случае быстрых нейтронов было найдено, что сечения деления урана и тория имеют одинаковый порядок величины. Что же касается нейтронов тепловых скоростей, то в этом случае было обнаружено большое увеличение сечения деления именно для урана, но не для тория. Результаты для быстрых нейтронов могут быть просто объяснены в рамках общей картины ядерных процессов, обрисованной выше, в соответствии с которой мы должны ожидать, что вероятность деления возрастает с ростом возбуждения составного ядра более быстро, чем вероятность излучения, и становится значительно больше последней при высоких степенях возбуждения. Однако особенности взаимодействия медленных нейтронов с ураном, очевидно, не могут быть объяснены на основе приведённых выше соображений, если ограничиваться рассмотрением образования составного ядра с атомным номером 239. Но так как периоды полураспадов наиболее часто встречающихся радиоактивных осколков деления, как это уже отмечалось, не зависят от того, какой из изотопов подвергся делению, мы можем связать обсуждаемый эффект с делением возбуждённого ядра с массовым числом 236, которое образуется при попадании нейтрона в ядро редкого изотопа урана-235.

Из того обстоятельства, что энергия связи нейтрона в ядре с чётным номером значительно больше в случае чётного атомного веса, чем в случае нечётного, мы должны ожидать, что при данной скорости нейтрона энергия возбуждения составного ядра с атомным весом 236 будет значительно больше, чем с атомным весом 239. Соответственно этому в первом случае будет наблюдаться более плотное распределение резонансных уровней и значительно большая вероятность деления, чем во втором. Поэтому даже при возбуждении ядра медленными нейтронами вероятность деления ядра урана-236 будет значительно больше, чем вероятность радиационного захвата. Благодаря соответствующему уширению уровней энергетический спектр ядра урана-236 в рассматриваемой области может оказаться непрерывным. Тогда при условии, что вероятность деления достаточно велика, мы должны для малых энергий нейтронов ожидать обратно пропорциональной зависимости сечения деления от скорости нейтронов. Это позволяет объяснить как наблюдаемые вероятности рассматриваемых процессов, вызываемых тепловыми нейтронами, так и отсутствие каких-либо существенных эффектов в случае нейтронов более высоких скоростей. Для быстрых нейтронов сечение, разумеется, не может превосходить геометрические размеры ядра и вследствие малого количества рассматриваемого изотопа урана-235 число случаев его деления будет значительно меньше, чем число случаев деления преобладающего изотопа.

Поэтому представляется, что все известные экспериментальные факты получают простое объяснение без каких-либо дополнительных предположений об особых свойствах некоторых уровней. Подобные предположения, которые до настоящего времени считалось необходимым принимать для объяснения рассмотренных явлений, в действительности было бы трудно согласовать с общими представлениями о возбуждении ядер. Более подробное обсуждение механизма деления и стабильности тяжёлых ядер в их основном и возбуждённом состояниях будет опубликовано в статье автора, написанной в сотрудничестве с проф. Дж. А. Уилером.

Институт перспективных исследований

Принстон, Нью-Джерси

7 февраля 1939 г.

60 ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ В ОБЛАСТИ ЭНЕРГИЙ НЕПРЕРЫВНОГО СПЕКТРА *

(Совместно с Р. Пайерлсом и Г. Плачеком)

*Nuclear Reactions in the Continuous Energy Region (With R. Peierls and G. Placzek). Nature, 1939, 144, 200, 201.

Для ядерных реакций, вызываемых столкновением частиц или электромагнитным излучением, типично, что они могут рассматриваться как бы происходящими в два этапа: сначала образуется сильно возбуждённое составное ядро, а затем происходит его распад или радиационный переход в менее возбуждённое состояние. Пусть A, B, … — возможные взаимоисключающие исходы реакции, характеризующиеся природой, внутренним квантовым состоянием и направлением спина как испускаемой частицы или фотона, так и остаточного ядра, а также орбитальным моментом. Вероятности переходов в единицу времени из составного состояния в состояние A, B, … обозначим соответственно через PA, PB, … .

Сечение реакции A->B при этом, очевидно, будет

A

B

=

A

PB

PA+PB+…

,

(1)

где A — сечение образования составного ядра при столкновении, для которого A является исходным состоянием. Конечно, в этой формуле подразумевается, что мы имеем дело с такими энергиями, при которых возможно образование составного ядра. Другими словами, мы находимся либо в непрерывном спектре энергий, либо, если уровни дискретны, вблизи оптимального резонанса. Более того, предполагается, что все возможные реакции, включая рассеяние, происходят через образование составного ядра. В частности, пренебрегается вкладом так называемого потенциального рассеяния, когда частица отклоняется, фактически не вступая в близкий контакт с отдельными частицами исходного ядра.

При таких предположениях весьма общая теорема квантовой механики 1, связанная с сохранением полной вероятности, приводит к соотношению

A

=

^2

(2l+1)

PA

PA+PB+…

,

(2)

где — длина волны налетающей частицы и l — её момент количества движения.

1 Детали этого рассмотрения, как и других вопросов, затронутых в настоящей заметке, будут опубликованы в «Communication of the Copenhagen Academy».