³³ Дискуссии на Вашингтонском заседании Американского физического общества 28 апреля 1939 г.

Следует кратко остановиться ещё на третьей возможности, согласно которой обсуждаемые нейтроны могут возникать в самом процессе деления. В этой связи заслуживают внимания наблюдения над процессами дробления жидкой массы, находящейся в нестабильной форме, на две меньших массы, обладающих большей стабильностью. Эти наблюдения показывают, что в том месте пространства, где происходит разрыв общей поверхности, обычно образуются маленькие капельки. Хотя подробное динамическое рассмотрение процесса деления оказывается в случае ядра ещё более сложным, чем в случае жидкой массы, из капельной модели ядра следует, что при ядерном делении вполне разумно ожидать вылета нейтронов из ядра аналогично возникновению капелек при делении жидкости.

Статистическое распределение осколков деления по зарядам и массам, как и возникновение нейтронов при делении, является по существу задачей динамики процесса деления, а не статистической механики критического состояния, обсуждавшейся в разделе II. Фактически лишь после того, как деформация ядра превзойдет критическое значение, происходит то быстрое превращение потенциальной энергии деформации в энергию внутреннего возбуждения и кинетическую энергию относительного движения осколков, которое и вызывает действительный процесс деления.

Для классической жидкой капли течение изучаемой реакции будет полностью определяться заданием координат и скоростей в конфигурационном пространстве изображающей точки системы в момент, когда она проходит над барьером в направлении деления. Если энергия системы в начальном состоянии лишь незначительно превосходит критическую энергию, изображающая точка деления должна пересечь барьер вблизи седловидной точки с малой скоростью. Однако возможность широкого выбора направлений вектора скорости в многомерном пространстве, схематически изображённом на рис. 3, показывает, что даже при энергиях, очень близких к порогу процесса деления, можно ожидать большого разнообразия в размерах образующихся осколков. Если же энергия возбуждения становится существенно выше критической энергии деления, из статистических соображений раздела III следует, что изображающая точка системы, вообще говоря, пройдет над барьером деления на некотором расстоянии от седловидной точки. Смещения изображающей точки вдоль барьера в стороны от седловидной точки соответствуют асимметричным отклонениям от критической деформации; поэтому с ростом энергии ядра в переходном состоянии мы должны ожидать всё более широкого распределения осколков по массам. Можно предвидеть и проявления более тонких деталей ядерной связи: относительная вероятность наблюдения осколков с нечётными массовыми числами должна быть меньшей в случае деления составного ядра с чётным зарядом и чётным массовым числом, чем если оно имеет чётный заряд и нечётное массовое число ³⁴.

³⁴ Флюгге и Дросте (Zs. I. Phys. Chemie, 1939, В42, 274) также обсуждали вопрос о возможном влиянии более тонких деталей ядерной связи на статистическое распределение осколков деления по зарядам и массам.

VI. ДЕЛЕНИЕ, ВЫЗЫВАЕМОЕ ДЕЙТРОНАМИ, ПРОТОНАМИ И ГАММА-КВАНТАМИ

Очевидно, что можно получить заметный выход реакции деления ядра при использовании любого способа его возбуждения, лишь бы энергия возбуждения достаточно превосходила критическую энергию деления и вероятность деления составного ядра была сравнима с вероятностями других процессов, приводящих к распаду системы. Поскольку главным процессом, конкурирующим с делением, является испускание нейтрона, последнее условие будет выполнено, если энергия деления будет не слишком велика по сравнению с энергией связи нейтрона. Как мы видели раньше, это верно для самых тяжёлых ядер. Поэтому можно полагать, что в таких ядрах должно наблюдаться деление не только под действием нейтронов, но и под действием достаточно энергичных дейтронов, протонов и гамма-лучей.

А. Деление, вызываемое облучением дейтронами и протонами

Оппенгеймер и Филлипс ³⁵ указывали, что реакции дейтронов и с очень высокой энергии с ядрами, обладающими большим зарядом, могут быть описаны с помощью механизма поляризации и диссоциации нейтрон-протоннной связи в поле ядра, в результате чего нейтрон поглощается, а протон отталкивается. Энергия возбуждения 𝐸 образующегося ядра определяется кинетической энергией дейтрона 𝐸_𝑑, из которой надо вычесть энергию диссоциации 𝐼 и кинетическую энергию улетающего протона 𝐾 а затем добавить энергию связи нейтрона 𝐸_𝑛 в получающемся ядре

³⁵ R. Oppenheimer, М. Phillips. Phys. Rev., 1935, 48, 500.

𝐸

=

𝐸

_𝑑

-𝐼-𝐾+𝐸

_𝑛

.

(68)

Кинетическая энергия протона не может быть больше, чем 𝐸_𝑑+𝐸_𝑛-𝐼. С другой стороны, она не может быть меньше потенциальной энергии, которой должен обладать протон в кулоновском поле на самом большом расстоянии от ядра, когда ещё с заметной вероятностью может происходить реакция с дейтроном. Это расстояние и соответствующая кинетическая энергия 𝐾_мин были вычислены Бете ³⁶. Он получил следующие результаты. Для очень малых энергий 𝐸_𝑑 падающей частицы 𝐾_мин ∼ 1 Мэв. Когда 𝐸_𝑑 примерно сравнивается с энергией диссоциации 𝐼 = 2,2 Мэв, выполняется соотношение 𝐾_мин ∼ 𝐸_𝑑. При возрастании энергии падающей частицы до значения, соответствующего высоте электростатического барьера, 𝐾_мин остаётся по порядку величины равным 𝐸_𝑑; дальнейший же рост не приводит к изменению величины 𝐾_мин. Высота барьера для однозарядных частиц составляет по порядку величины 10 Мэв у самых тяжёлых ядер; поэтому в области энергий обычно применяемых дейтронов можно принять 𝐾_мин ∼ 𝐸_𝑑. Отсюда можно заключить, что энергия возбуждения образующегося ядра имеет очень малую вероятность превзойти значение

𝐸

_макс

∼

𝐸

_𝑛

-𝐼

,

(69)

которое существенно меньше полученных ранее оценок для высоты барьера деления в уране и тории. Следовательно, процесс Оппенгеймера — Филлипса рассматриваемого типа, вообще говоря, будет сопровождаться главным образом излучением, а не делением, если только энергия дейтрона не превосходит 10 Мэв.

³⁶ H. A. Béthe. Phys. Rev., 1938, 53, 39.

Однако следует ещё рассмотреть возможность процессов, в которых дейтрон захватывается как целое, особенно с приближением его энергии к 10 Мэв. В этом случае образуется составное ядро с энергией возбуждения, по порядку величины равной

𝐸

_𝑑

+2𝐸

_𝑛

-𝐼

∼

𝐸

_𝑑

+10

Мэв

.

(70)

Результат реакции будет определяться конкуренцией процессов деления и испускания нейтрона, которая характеризуется соотношением величин Γ_𝑓 и Γ_𝑛 (испускание протона имеет ничтожную вероятность из-за большой высоты электростатического барьера). Связанное с захватом дейтрона увеличение заряда ядра, конечно, уменьшает критическую энергию деления и изменяет соотношение вероятностей деления и испарения нейтрона в пользу деления по сравнению с их соотношением в начальном ядре при той же энергии возбуждения. Если после захвата дейтрона произойдет испарение нейтрона, то барьер деления снова понизится по сравнению с энергией связи нейтрона. Так как кинетическая энергия испарившегося нейтрона по порядку величины равна тепловой энергии частиц в ядре (≈1 Мэв), остаточное ядро всё ещё будет возбуждённым с энергией примерно 𝐸_𝑑 + 3 Мэв. Таким образом, например, в случае захвата дейтронов с энергией 6 Мэв ураном имеется значительная вероятность того, что деление произойдет или на первой, или на второй стадии, следующей за захватом ядерной реакции.