¹ A. V. Grоsse, E. T. Вооth, J. R. Dunning. Phys. Rev., 1939, 56, 382.

² N. Bohr, J. A. Wheeler. Phys. Rev., 1939, 56, 426. (Статья 61)

На основании таблицы можно ожидать (и это подтверждается наблюдениями Гроссе, Бута и Даннинга), что деление протактиния должно происходить легче, чем тория, но с меньшей вероятностью, чем изотопа U²³⁵, который в соответствии с нашей теорией и является основной причиной большой вероятности деления урана тепловыми нейтронами. Хотя для подобных качественных заключений точность оценки 𝐸_𝑓-𝑊_𝑛, по видимому, вполне достаточна, она вряд ли даёт основания исключить возможность деления протактиния тепловыми нейтронами. Во всяком случае, вероятность такого процесса должна быть намного меньше, чем в случае урана. Точное определение пороговой энергии для деления протактиния нейтронами, разумеется, очень важно. По-видимому, легче всего это сделать путём сравнения вероятностей деления протактиния, урана и тория быстрыми нейтронами точно определённой энергии. Для двух последних элементов подобное сравнение обеспечивают эксперименты Ладенбурга, Каннера, Баршала и ван Воориса ²; это обсуждается в разделе IVB нашей работы ² (см. особенно рис. 6).

³ R. Ladеnburg, М. Н. Canner, Н. Н. Ваrshаll, С. С. van Vооrhis. Phys. Rev., 1939, 56, 168.

Таблица I

Оценка разностей между критической

энергией 𝐸_𝑓 (нестабильной) деформации

и энергией связи 𝑊_𝑛

добавочного нейтрона (в Мэв)

Составное

ядро

𝐸

_𝑓

𝑊

_𝑛

𝐸

_𝑓

-𝑊

_𝑛

₉₂

U

²³⁵

5,0

5,4

-0,4

₉₂

U

²³⁶

5,3

6,4

-1,1

₉₁

Pa

²³²

5,5

5,4

^*

+0,1

₉₂

U

²³⁹

5,9

5,2

+0,7

₉₀

Th

²³³

6,9

5,2

+1,7

₉₀

Th

²³¹

6,5

5,3

+1,2

^* К сожалению, вместо этого числа в табл. III нашей работы ² ошибочно помещено значение 6,4 Мэв. Однако ясно, что случай ₉₁Ра²³² имеет аналогию не с ₉₂U²³⁶, а с ₉₂U²³⁵, в котором удаление нейтрона от изотопа с нечётным числом нейтронов приводит к изотопу с чётным числом нейтронов. (В табл. III статьи 61 в настоящем издании дано исправленное значение. — Прим. ред.)

Институт теоретической физики,

Копенгаген, Дания,

Палмеровская физическая лаборатория,

Принстонский университет,

Принстон, Нью-Джерси

Поступила 20 октября 1939 г.

1940

63 РАССЕЯНИЕ И ТОРМОЖЕНИЕ ОСКОЛКОВ ДЕЛЕНИЯ ^*

^*Scattering and Stopping of Fission Fragments. Phys. Rev., 1940, 58, 654, 655.

Снимки треков осколков деления урана в газах, полученные Брострёмом, Боггилдом и Лауритсеном ¹ с помощью камеры Вильсона, обнаружили ряд интересных различий между этими треками и треками протонов и α-частиц. Эти различия, как нетрудно показать, обусловлены сравнительно большими зарядом и массой осколков деления; это значит, что столкновения с ядрами играют много большую роль в этом явлении, чем в случае лёгких частиц.

¹ K. J. Brostrtøm, J. K. Bøggild, T. Lauritsen. Phys. Rev., 1940, 58, 651.

Для таких частиц, как протоны и α-частицы, рассеяние на значительные углы при столкновениях с ядрами сравнительно редко, и практически всё торможение обусловлено взаимодействием между этими частицами и электронами атомов газа. В случае осколков деления не только возникают ответвления треков вследствие лобовых столкновений с ядрами, что является скорее правилом, чем исключением; эффект рассеяния и торможения при более периферических столкновениях ясно можно видеть в нерегулярных постепенных изгибах треков, так же как и в специфической форме кривой, выражающей зависимость пробега от скорости. Кроме того, вклад электронов в торможение сильно уменьшен за счёт того факта, что осколки деления за время их полного пробега будут уносить с собой большое число связанных электронов, которые при отсутствии существенного влияния ядерных столкновений будут нейтрализовать большую часть эффективного заряда осколков при столкновениях с электронами.

Непрерывный захват и потеря электронов высокоскоростными осколками представляет собой довольно сложное явление; однако в первом приближении можно предположить, что осколки будут иметь средний эффективный заряд, равный отношению их скорости 𝑉 к «орбитальной» скорости 𝑉₀∼10⁸ см/сек наиболее слабо связанных электронов в нейтральном атоме. Так как орбитальная скорость какого-либо электрона, грубо говоря, пропорциональна эффективному заряду ядра в области, занятой атомом, то отсюда фактически следует, что орбитальная скорость будет больше или равна 𝑉, если предположить, что все электроны уносятся осколком.

В случае столкновения осколка с тяжёлым атомом, обладающим слабо связанными электронами, а также электронами со скоростями, большими 𝑉, можно предположить, что только первые из них (в количестве примерно 𝑉/𝑉₀, будут эффективны для торможения. Это верно, поскольку более быстрые электроны, так же как электроны, которые несёт осколок, будут оказывать просто адиабатическое влияние в течение столкновения и, следовательно, не будут иметь запаздывающего эффекта.

Расчёт тормозной способности при таких условиях особенно прост, так как вследствие сравнительно высокого эффективного заряда атома классическая механика может быть непосредственно применена для вычисления энергии и передаваемого импульса при столкновении. Используя указанные выше оценки эффективного заряда и обозначая через μ и ε массу и заряд электрона, получаем для средней потери скорости на единицу пути осколка с массой 𝑀 и атомным номером 𝑍 в газе с 𝑁 атомами с массой 𝑚 и атомным номером 𝑍 в единице объёма

𝑑𝑉

𝑑𝑥

=

4πε⁴𝑁

𝑀μ𝑉₀³

⎧

⎨

⎩

ln

⎛

⎜

⎝

𝑉

𝑉₀

⎞2

⎟

⎠

+

𝑍²𝑧²(𝑀+𝑚)

𝑀𝑚

⎛

⎜

⎝

𝑉

𝑉₀

⎞3

⎟

⎠

⋅

⋅

ln

⎡

⎢

⎣

𝑀𝑚(𝑍+𝑧)

μ(𝑀+𝑚)𝑍²𝑧²

⎤

⎥

⎦

⎛

⎜

⎝

𝑉

𝑉₀

⎞3

⎟

⎠

⎫

⎬

⎭

.

(1)

Здесь первый член в фигурных скобках обязан взаимодействию с электронами, а второй — прямым ядерным столкновениям.