Я. р. под действием протонов. Взаимодействию протонов с ядрами препятствует кулоновский барьер, поэтому для лёгких ядер Я. р. с протонами наблюдаются лишь начиная с энергий протонов x_p порядка нескольких сотен кэв , а для тяжёлых ядер — нескольких Мэв . При малых x_p основная Я. р. — радиационный захват протонов (p, v), а также упругое (р, р) и неупругое (р, p') рассеяния протонов ядрами. У лёгких ядер в области малых x_p вероятность Я. р. носит резонансный характер. У средних и тяжёлых ядер она достигает заметной величины лишь в области энергий, где резонансной структуры нет. В области энергии x_p , близких к высоте кулоновского барьера, наблюдается возбуждение небольшого числа изобар-аналоговых состояний. Сечение Я. р. имеет заметную величину начиная с 0,5 x (x — энергия, соответствующая высоте кулоновского барьера) и монотонно растет. Я. р. (p, n) становится преобладающей, если составное ядро имеет энергию возбуждения, достаточную для испускания нейтрона с энергией ³ 1 Мэв . При дальнейшем увеличении x_p конечное ядро может иметь достаточную энергию для испускания второй частицы. В этом случае наблюдаются реакции (p, 2n) и (p, pn).

  Я. р. под дейсгвием a-частиц. Для a-частиц кулоновский барьер ещё выше и достигает для тяжёлых ядер 25 Мэв . При такой энергии налетающей a-частицы энергия возбуждения ядра ~ 20 Мэв , что достаточно для компенсации не только энергии связи вылетающего нуклона, но и для преодоления кулоновского барьера вылетающим протоном. Вследствие этого реакции (a, n) и (a, p) равновероятны. При увеличении энергии а- частиц наиболее вероятной становятся Я. р. (a, 2n), (a, pn). Резонансная структура энергетической зависимости сечений этих Я. р. наблюдается только у лёгких ядер и при относительно малых энергиях a-частиц. Продукты Я. р. (a, n) обычно cb-активны, для Я. р. (a, p) — стабильные ядра.

  Я. р. под действием дейтронов характеризуются наиболее высоким выходом по сравнению с др. Я. р. под действием заряженных частиц. Например, выход реакции ⁹ Be (d, n)¹⁰ . В при энергии дейтрона x_d 16 Мэв достигает 0,02, а для Я. р. с другими заряженными частицами таких энергий — порядка 10^-3 — 10^-6 . Я. р. с дейтронами могут протекать с образованием составного ядра, путём расщепления дейтрона кулоновским полем ядра мишени и прямым механизмом срыва. Эффективные сечения этих трёх процессов примерно одного порядка. Т. к. в дейтроне среднее расстояние между протоном и нейтроном относительно велико, а их энергия связи мала, то при бомбардировке ядер дейтронами наиболее вероятен захват ядром лишь одного из нуклонов дейтрона, тогда как второй пролетает дальше, не испытав взаимодействия с ядром. В этом случае Я. р. осуществляется не внутри ядра, а на его поверхности. Протоны и нейтроны, образующиеся в Я. р. срыва, летят в основном вперёд. Дейтроны, ускоряемые в циклотронах, широко используются для получения радиоактивных нуклидов и интенсивных потоков нейтронов (см. Нейтронные источники ).

  Я. р. между легчайшими ядрами имеют заметный выход даже при малых энергиях налетающих частиц (порядка 1—10 кэв ). Поэтому они могут осуществляться не только бомбардировкой мишени пучком ускоренных частиц, но и нагреванием смеси взаимодействующих ядер до температуры ~ 10⁷ К (см. Термоядерные реакции ).

  Я. р. под действием частиц высоких энергий (значительно больших, чем энергия связи нуклонов в ядре). Частицам с энергией ~ 100 Мэв соответствует

 = 0,43 ф , малая по сравнению со средним межнуклонным расстоянием в ядре (1,9 ф ). Это позволяет «зондировать» ядро: в первом приближении можно считать, что влетающий в ядро нуклон взаимодействует в каждый момент времени только с одним нуклоном и при этом так, как будто он свободен. Важная особенность Я. р. под действием частиц высоких энергий — возможность передать даже лёгкому ядру возбуждение ~ 100 Мэв .

  При взаимодействии быстрого нуклона с ядром он может испытывать упругое рассеяние и вызывать Я. р. Сечение упругого рассеяния s_y плавно зависит от энергии налетающих частиц. Полное сечение взаимодействия быстрых нуклонов s_полн меняется в пределах от 2pR² до pR² . При энергии нуклона > 150 Мэв s_y = 1/3 s_полн , а сечение Я. р. s_з = ¹ /₃ s_полн . Т. о., ядро ведёт себя не как абсолютно поглощающая среда (в этом случае s_y = s_p ). Угловые распределения упруго рассеянных частиц сходны с дифракционной картиной, имеется ярко выраженная направленность вперёд.

  Большая энергия налетающей частицы может распределиться между многими нуклонами ядра. При этом часть из них приобретает энергию, достаточную, чтобы покинуть ядро. При взаимодействии частицы высокой энергии с ядром может развиться внутриядерный каскад, в результате которого испускается несколько энергичных частиц, а оставшаяся часть оказывается сильно возбуждённым составным ядром, которое, распадаясь, испускает частицы малых энергий. Среднее число испускаемых частиц растет с увеличением энергии первичной частицы. В ходе Я. р., кроме нуклонов, могут (с меньшей вероятностью) испускаться более тяжёлые ядерные осколки (дейтроны, тритоны, a-частицы). Я. р., в которой испускается множество заряженных частиц, образует в ядерной фотографической эмульсии многолучевую звезду. В таких Я. р. образуется большое число разнообразных радиоактивных продуктов, для исследования которых применяются методы радиохимии.

  Под действием быстрых частиц наблюдают и более простые Я. р.: неупругое рассеяние (p, p'), Я. р. «перезарядки» (p, n), Я. р. «подхвата» (p, d), Я. р. «выбивания» (p, 2p) и др. Вклад этих процессов в полное сечение Я. р. невелик ( ~ 10—20%). Реакция выбивания протона (p, 2p) оказалась очень удобной для исследования структуры ядер. Измеряя энергию вылетающих протонов, можно определить потерю энергии в Я. р. и энергию связи выбитого протона. В распределении по энергиям остаточных ядер наблюдаются максимумы, соответствующие возбуждённым уровням остаточного ядра. Энергия возбуждения этих уровней достигает 50—70 Мэв , и они соответствуют дырочным возбуждениям глубоких оболочек (см. Ядро атомное ).

  Кулоновское возбуждение ядер. Протоны и более тяжёлые ионы, движущиеся слишком медленно, для того чтобы преодолеть кулоновский барьер, приближаясь к ядру, создают относительно медленно меняющееся электрическое поле, которое действует на протоны ядра. В этих случаях ядро, поглощая электромагнитную энергию, переходит в возбуждённое состояние, а налетающий ион теряет часть своей энергии. Кулоновское возбуждение — одно из основных средств изучения низколежащих коллективных состояний ядер.

  Я. р. под действием фогоноа и электронов. Возбуждения ядра с помощью электромагнитного поля (фотоядерные реакции ) могут осуществляться при бомбардировке их g-квантамн. При малых энергиях g-кванты могут испытывать только упругое рассеяние. При энергиях, больших энергий отделения нуклонов от ядра, основным процессом становится поглощение g-кванта и испускание ядром нуклонов. При поглощении g-квантов с энергиями в десятки Мэв , как правило, образуется составное ядро. При взаимодействии ядра с более энергичными g-квантами большую роль начинают играть прямые процессы. Величина эффективных сечений фотоядерных реакций — десятки и сотни мбарн.

  Электроны, взаимодействуя с протонами ядра, могут испытывать упругое и неупругое рассеяние, а также выбивать протоны из ядра. Исследование упругого рассеяния электронов позволило получить детальные данные о распределении электрического заряда в ядре.