Избранные научные труды

Бор Нильс Хенрик Давид

_f

=

²

_n'

2

d

(64)

можно оценить сечение деления тепловыми нейтронами для самого лёгкого изотопа урана, которое до сих пор совсем не измерялось. Здесь d не должно существенно отличаться от соответствующей величины для аналогичного составного ядра U²³⁹, т. е. порядка 20 эв. Отсюда

_f

(тепл., U

²³⁵

)

~

23·10

^{– 18}

·10

^{– 4}

2

20

~

~

(500:1000)·10

^{– 24}

см

²

.

(65)

Этот

результат, конечно, практически совпадает с тем, что мы имеем для следующего, более тяжёлого составного ядра.

Оценки высоты барьера деления, ширины деления и нейтронной ширины сведены вместе на рис. 7. Расстояние между уровнями d для быстрых нейтронов оценивалось по значению его для медленных нейтронов на основании того факта, что плотность ядерных уровней возрастает, согласно Вайскопфу, приблизительно экспоненциально с показателем 2(E/d)^1/2; здесь d — величина, характеризующая расстояние между самыми нижними уровнями ядра и грубо равная 0,1 Мэв. Для быстрых нейтронов относительные значения величин _n, _f и d являются более надёжными, чем абсолютные, которые нанесены на рис. 7, поскольку первые получаются более непосредственным образом.

Рис. 7. Сравнительная сводка оценочных значений энергии деления, энергии связи нейтрона, расстояний между уровнями, а также ширин деления и нейтронных ширин для трех ядер, в отношении которых имеются экспериментальные данные. Для быстрых нейтронов значения _n, _f и d менее надёжны, чем их отношения. Числа, расположенные в самой верхней части рисунка, во всех случаях соответствуют энергии нейтронов, равной 2 Мэв

V. ЗАПАЗДЫВАЮЩИЕ И МГНОВЕННЫЕ НЕЙТРОНЫ

Робертс, Мейер и Ванг ²⁵ указали, что после окончания бомбардировки ториевой или урановой мишеней в течение нескольких секунд продолжается испускание нейтронов. Другие авторы ²⁶ заметили наличие избыточных нейтронов в очень коротком интервале времени вслед за делением. Ниже мы вернёмся к вопросу о возможной связи последних нейтронов с механизмом процесса деления. Что же касается запаздывающих нейтронов, то их происхождение следует приписать ядрам в состояниях высокой степени возбуждения, образующимся в результате бета-распада осколков деления. В пользу этого говорят следующие соображения.

²⁵ R. В. Rоbеrts, R. С. Меуеr, Р. Wang. Phys. Rev., 1939, 55, 510.

²⁶ Н. L. Amderson, E. Fermi, H. B. Hanstein. Phys. Rev., 1939, 55, 797; L. Szilard, W. H. Zinn. Phys. Rev., 1939, 55, 799; H. von Halban, jr., F. Joliot, L. Kowarski. Nature, 1939, 143, 680.

1. Запаздывающие нейтроны обнаруживаются только в связи с ядерным делением; это видно из того факта, что выход обоих процессов одинаковым образом зависит от энергии падающих нейтронов.

2. Вместе с тем они не могут возникать в самом процессе деления, поскольку время, необходимое для деления, согласно наблюдениям Фитера ²⁷, определённо меньше 10^{– 12} сек.

²⁷ N. Feather. Nature, 1939, 143, 597.

3. Более того, возбуждение осколков

в процессе деления до энергий, достаточных для последующего испарения нейтрона, также не может привести к возникновению запаздывающих нейтронов, поскольку такое возбуждение снимается даже одним электромагнитным излучением за время порядка 10^{– 13}:10^{– 15} сек.

4. Возможность того, чтобы гамма-лучи, возникающие в связи с бета-превращениями осколков деления, были способны создавать заметное число фотонейтронов в источнике, исключается результатами опыта Робертса, Хафстада, Мейера и Ванга ²⁸.

²⁸ R. B. Roberts, L. R. Hafstad, R. G. Meyer, P. Wang. Phys. Rev., 1939, 55, 664.

5. В то же время энергия, освобождающаяся при бета-превращениях, во многих случаях достаточна для возбуждения конечного ядра до того уровня, когда оно может испустить нейтрон; это уже отмечалось в связи с оценками в табл. III. Типичные значения величины освобождающейся энергии показаны стрелками на рис. 8. К тому же образующееся ядро имеет порядка 10⁴:10⁵ уровней, на которые могут происходить бета-переходы, так что оно с подавляющей вероятностью должно образовываться в состояниях высокой степени возбуждения.

Поэтому можно считать, что запаздывающее испускание нейтронов действительно является результатом ядерного возбуждения, которое сопровождает бета-распад ядерных осколков.

Рис. 8. Бета-распад осколков деления, приводящий к стабильным ядрам. Стабильные ядра обозначены малыми кружками. Примером является ядро ₅₀Sn¹²⁰, расположенное у нижнего конца стрелки, помеченной числом 4,1; это число указывает оценку энергии (в Мэв) бета-превращения предшествующего ядра ₄₉In¹²⁰ (см. раздел I). Заметно характерное различие в энергиях последовательных переходов между ядрами с чётными и нечётными массовыми числами. Пунктирная линия проведена согласно рекомендации Гамова таким образом, чтобы не выходить за отмеченные пределы стабильности ядер с нечётным массовым числом. В разделе I говорится о том, как использовать данные этого рисунка

Действительная вероятность такого возбуждения ядра, когда становится возможным испускание нейтрона, зависит от сравнительных значений матричных элементов бета-переходов из основного состояния начального ядра в различные возбуждённые состояния конечного ядра. Простейшее предположение, которое мы можем сделать относительно этих матричных элементов, — это предположение об отсутствии какой-либо систематической зависимости их от энергии конечного состояния. При этом согласно фермиевской теории бета-распада вероятность данного бета-перехода приблизительно пропорциональна пятой степени освобождающейся энергии ²⁹. Если конечное ядро имеет (E)dE возбуждённых уровней в интервале энергии от E до E+dE, то из нашего допущения следует, что вероятность возбуждения в этот интервал энергии будет определяться формулой

²⁹ L. W. Nordhiem, F. L. Yost. Phys. Rev., 1937, 51, 942.

w(E)dE

=

const (E

₀

– E)

⁵

(E)dE,

(66)

где E₀ полная выделяющаяся энергия. Из формулы (66) следует, что вероятность w(E) перехода на возбуждённые уровни, расположенные в единичном интервале энергии вблизи значения E, достигает максимальной величины при E=E_макс которое даётся выражением