𝐸

_𝑓

(U

²³⁸

)

∼

6

Мэв

.

(62)

²³ R. Ladеnburg, М. Н. Кannеr, Н. Н. Ваrsсhаll, С. С. van Vооrhis. Phys. Rev., 1939, 56, 168.

²⁴ Доклад M. Туве на Принстонском заседании Американского физического общества 23 июня 1939 г.

Другой вывод, который можно сделать на основании данных Ладенбурга и др. по измерению абсолютных значений сечения, — это вывод о том, что рис. 6 по существу правильно воспроизводит значения отношения величин Γ_𝑓/𝑑 и Γ_𝑛/𝑑 Это подтверждает справедливость принятого нами допущения, согласно которому расстояние между уровнями в переходном состоянии делящегося ядра имеет тот же порядок величины, что и расстояние между нижними уровнями в обычном ядре.

Сечение деления ядра Th²³² нейтронами с энергией от 2 до 3 Мэв также измерялось принстонской группой, которая получила в этом интервале энергий σ_𝑑 = 0,1⋅10^-24 см². Те же соображения, которые использовались при обсуждении рис. 6, в данном случае приводят к значению высоты барьера деления, на 1³/₄ Мэв превышающему энергию связи нейтрона. Отсюда на основании табл. III получаем

𝐸

_𝑓

(Th

²³³

)

∼

7

Мэв

.

(63)

Проверка согласованности полученных значений высоты барьера деления обеспечивается отмечавшейся уже в разделе II и на рис. 4 возможностью получения критических энергий для всех ядер, коль скоро эта величина известна для одного ядра. Принимая в качестве исходного значения 𝐸_𝑓(U²³⁸) = 6 Мэв, получаем 𝐸_𝑓(Th²³³) = 7 Мэв в хорошем согласии с (63).

Как и в предыдущем разделе, из рис. 4 получаем 𝐸_𝑓(U²³⁶) = 5¹/₄ Мэв, 𝐸_𝑓(U²³⁵) = 5 Мэв. Оба значения меньше соответствующих энергий связи нейтрона по оценкам из табл. III. Исходя из значений разности 𝐸_𝑛-𝐸_𝑓 можно с помощью рис. 6 получить, что для тепловых нейтронов отношение Γ_𝑓/𝑑 составляет соответственно ∼5 и ∼1 для двух рассматриваемых изотопов. Таким образом, в обоих случаях распределение уровней оказывается непрерывным. С помощью формулы

σ

_𝑓

=

πƛ

²

Γ

_𝑛'

2π

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

σ

_𝑓

(тепл., U

²³⁵

)

∼

23⋅10

^-18

⋅10

^-4

2π

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 Γ_𝑛, Γ_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 Γ_𝑛, Γ_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