Избранные научные труды
Шрифт:
В этой связи, по-видимому, интересно отметить, что подобные эффекты можно также ожидать для деления протактиния быстрыми нейтронами. Здесь для составных ядер 91Pa232 и 91Pa231 мы находим из формулы (1)
E
=+0,1 и
E
=-1,2,
откуда получаем значения около 1:1 и 1:10, которые приводят к
'
f
=
1
2
0
,
''
f
=
5·
0
/11
.
Таким образом, мы ожидаем увеличения выхода процесса деления примерно вдвое при переходе от нейтронов с энергией в несколько миллионов электронвольт к нейтронам с энергией выше 10 Мэв.
Что касается деления под действием дейтронов, то из простых теоретических соображений (БУ, стр. 448) следует, что достаточное возбуждение составной системы может быть получено только при соударении, приводящем к полному слиянию дейтрона с начальным ядром. Следовательно, такой выход реакции будет в первую очередь зависеть от того, насколько легко дейтрон проникает через электростатическое поле, окружающее ядро; при этом сечения порядка геометрического сечения ядра можно ожидать только для дейтронов с энергией, приближающейся к 10 Мэв. Это согласуется с экспериментальными данными Гента 4, который определил порог этого процесса для урана примерно 8 Мэв, по не предпринимал попыток измерить сечение. Такие измерения для урана, а также для тория, недавно были выполнены в этом институте Якобсеном и Лассеном 5, которые нашли для обоих элементов быстрое возрастание выхода этой реакции в области энергий между 8 и 9,5 Мэв, который соответствует сечению порядка 10– 26 см2 при последнем значении энергии.
4 D. Н. Т. Gant. Nature, 1939, 144, 707.
5 J. С. Jасоbsеn, N. О. Lassen. Phys. Rev., 1940, 58, 867.
При делении урана и тория, вызванном дейтронами, мы ожидаем последовательные преобразования, включающие составные ядра 93EkaRe240, 93EkaRe239 и 91Pa334, 91Pa223 соответственно. Из формулы (1) мы получим
E
=-0,4
Мэв
и
E
=-1,7
Мэв
для последовательных превращений урана и
E
=+0,6
Мэв
и
E
=-0,7
Мэв
для превращений тория, соответствующие значениям около 1:2 и 1:24 для урана и около 3:1 и 1:4 для тория. Таким образом, мы можем ожидать для урана
'
f
=
2
3
0
,
''
f
=
8
25
0
.
и для тория
'
f
=
1
4
0
,
''
f
=
3
5
0
.
В то время как 'f для тория составляет лишь 1/3 значения для урана, мы видим, что полные сечения 'f+''f становятся почти одинаковыми для этих двух элементов, если а близко к единице, как это можно ожидать из высокого возбуждения (около 15 Мэв) составной системы. Поэтому эксперименты Якобсена и Лассена, показывающие, что для дейтронов с энергией 9 Мэв выход деления в случае тория составляет около 0,7 соответствующего значения в случае урана, по-видимому, подтверждают, что здесь мы имеем дело с последовательными превращениями.
В эффектах деления урана быстрыми нейтронами и дейтронами присутствие редкого изотопа урана 92U235 будет в противоположность случаю деления медленными нейтронами, где этот изотоп ответствен за весь эффект, иметь пренебрежимо малое значение.
В экспериментах с разделёнными изотопами урана мы, конечно, также ожидаем, что для 92U235 будут наблюдаться последовательные превращения такого же типа, как и обсуждаемые здесь; но ввиду того факта, что для составных ядер 92U236 и 93EkaRe237, прямо образующихся в результате столкновений с нейтроном и дейтроном, мы имеем из формулы (1) большие отрицательные значения E=-1,2 и E=-2,3, соответствующие очень малым значениям такие эффекты будут гораздо менее резко выражены, чем в рассмотренных выше случаях. Подобное рассмотрение применимо и к делению протактиния при столкновении с дейтроном.
Из этого краткого обсуждения последовательных превращений при делении ядер можно видеть, что исследование этих явлений даёт способ значительного увеличения числа различных ядер, в которых может быть исследован процесс деления.
Институт теоретической физики
Копенгагенского университета
Поступила 12 августа 1940 г.
1941
66 СООТНОШЕНИЕ СКОРОСТЬ—ПРОБЕГ ДЛЯ ОСКОЛКОВ ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР *
*Velocity-Range Relation for Fission Fragments. Phys. Rev., 1941, 59, 270—275.
Детально проанализированы и сопоставлены с новыми экспериментальными данными выполненные ранее вычисления, относящиеся к замедлению продуктов распада по мере разлета. В частности, дана более точная оценка эффективного заряда в столкновениях с электронами, которые играют определяющую роль в торможении на начальном участке пути осколка, и радиуса экранирования в ядерных соударениях, ответственных за окончательную остановку. Для оценки роли электронных взаимодействий были использованы данные о пробеге -частиц таких же скоростей. При этом, однако, необходимо ввести некоторую поправку, обусловленную различием формул, описывающих торможение в этих двух случаях. Кроме того, следы осколков деления обнаруживают, в отличие от -частиц, заметный разброс по длине, возникающий в конце пробега. Показано, что и в этом пункте полученные результаты хорошо согласуются с экспериментальными данными.
В предыдущей заметке 1 мы вкратце обсудили некоторые специфические свойства процесса торможения осколков деления, обнаруженные в экспериментах с использованием камеры Вильсона 2. В частности, было отмечено, что на различных участках пробега механизм торможения неодинаков. В начале пути, когда полный заряд осколка ещё велик, практически всё торможение обусловлено передачей энергии отдельным электронам атомов газа, заполняющего камеру Вильсона. Однако по мере уменьшения скорости заряд осколка, существенный во взаимодействии с электронами, быстро уменьшается, и постепенно начинает играть всё большую роль прямая передача импульса атомам газа, происходящая при непосредственном сближении ядер. В конечной части пробега торможение фактически почти полностью определяется вторым механизмом. В предыдущей заметке было показано, как простые соображения, учитывающие изменение заряда осколков, с уменьшением их скорости, позволяют объяснить, по крайней мере, качественно характерные особенности торможения осколков в процессе разлета. Однако в дальнейшем удалось добиться значительного улучшения различных оценок, относящихся к этим вычислениям, и поэтому, вероятно, представляет интерес рассмотреть этот вопрос более подробно.
1 N. Воhr. Phys. Rev., 1940, 58, 654 (статья 63).
2 К. J. Brostrom, J. K. Boggild, T. Lauritsen. Phys. Rev., 1940, 58, 651.
Для дальнейшего проблемой первостепенной важности является оценка числа электронов, увлекаемых фрагментами деления в процессе разлета. Это число определяется из условий равновесия между непрерывным захватом и потерей электронов осколками при столкновениях с атомами газа. Здесь мы впервые сталкиваемся с ситуацией, существенно отличной от той, которая имеет место в случае быстрых частиц с малым зарядом, т.е., скажем, в случае протонов или -частиц. Действительно, в последнем случае каждый захваченный электрон будет иметь «орбитальную скорость», значительно меньшую, чем скорость самой частицы как целого, и потому вероятность захвата электрона мала по сравнению с вероятностью последующей его потери. Таким образом, эти частицы будут лишены электронов на протяжении почти всего пробега. Когда же мы имеем дело с осколками деления, значительное число электронов соответствующих нейтральных атомов обладает орбитальной скоростью, большей, нежели начальная скорость осколка. Как уже отмечалось в предыдущей заметке, в таких условиях захват и потеря электронов происходят совсем иначе, чем в случае, когда электроны связаны с атомами более слабо.
Совокупность электронов, скорости которых больше, чем мгновенная скорость осколка V, мы будем в дальнейшем для краткости называть «электронной сердцевиной» (кором) осколка. Прежде всего вероятность захвата электронов на энергетические уровни, которые в нормальном состоянии относятся к кору, значительно больше, чем на более высокие энергетические уровни. Действительно, при столкновениях с атомами газа, достаточно тяжёлыми для того, чтобы обладать собственным электронным кором, вероятность захвата электрона на оболочку, принадлежащую кору осколка, весьма значительна при каждом отдельном соударении, при котором коры атомов взаимно проникают друг в друга. Кроме того, в то время как электроны, находящиеся за пределами кора, легко теряются при соударениях с электронами и ядрами атомов газа, электроны, принадлежащие кору, при этом, очевидно, не могут быть потеряны, во всяком случае тогда, когда заряд осколка превосходит заряд ядра атома газа. Таким образом, с очень хорошей точностью можно полагать, что на всей длине пробега осколок увлекает за собой электроны, составляющие его кор.