В экспериментах с разделёнными изотопами урана мы, конечно, также ожидаем, что для ₉₂U²³⁵ будут наблюдаться последовательные превращения такого же типа, как и обсуждаемые здесь; но ввиду того факта, что для составных ядер ₉₂U²³⁶ и ₉₃EkaRe²³⁷, прямо образующихся в результате столкновений с нейтроном и дейтроном, мы имеем из формулы (1) большие отрицательные значения Δ𝐸=-1,2 и Δ𝐸=-2,3, соответствующие очень малым значениям ρ такие эффекты будут гораздо менее резко выражены, чем в рассмотренных выше случаях. Подобное рассмотрение применимо и к делению протактиния при столкновении с дейтроном.

Из этого краткого обсуждения последовательных превращений при делении ядер можно видеть, что исследование этих явлений даёт способ значительного увеличения числа различных ядер, в которых может быть исследован процесс деления.

Институт теоретической физики

Копенгагенского университета

Поступила 12 августа 1940 г.

1941

66 СООТНОШЕНИЕ СКОРОСТЬ—ПРОБЕГ ДЛЯ ОСКОЛКОВ ДЕЛЕНИЯ ЯДЕР ^*

^*Velocity-Range Relation for Fission Fragments. Phys. Rev., 1941, 59, 270—275.

Детально проанализированы и сопоставлены с новыми экспериментальными данными выполненные ранее вычисления, относящиеся к замедлению продуктов распада по мере разлета. В частности, дана более точная оценка эффективного заряда в столкновениях с электронами, которые играют определяющую роль в торможении на начальном участке пути осколка, и радиуса экранирования в ядерных соударениях, ответственных за окончательную остановку. Для оценки роли электронных взаимодействий были использованы данные о пробеге α-частиц таких же скоростей. При этом, однако, необходимо ввести некоторую поправку, обусловленную различием формул, описывающих торможение в этих двух случаях. Кроме того, следы осколков деления обнаруживают, в отличие от α-частиц, заметный разброс по длине, возникающий в конце пробега. Показано, что и в этом пункте полученные результаты хорошо согласуются с экспериментальными данными.

В предыдущей заметке ¹ мы вкратце обсудили некоторые специфические свойства процесса торможения осколков деления, обнаруженные в экспериментах с использованием камеры Вильсона ². В частности, было отмечено, что на различных участках пробега механизм торможения неодинаков. В начале пути, когда полный заряд осколка ещё велик, практически всё торможение обусловлено передачей энергии отдельным электронам атомов газа, заполняющего камеру Вильсона. Однако по мере уменьшения скорости заряд осколка, существенный во взаимодействии с электронами, быстро уменьшается, и постепенно начинает играть всё большую роль прямая передача импульса атомам газа, происходящая при непосредственном сближении ядер. В конечной части пробега торможение фактически почти полностью определяется вторым механизмом. В предыдущей заметке было показано, как простые соображения, учитывающие изменение заряда осколков, с уменьшением их скорости, позволяют объяснить, по крайней мере, качественно характерные особенности торможения осколков в процессе разлета. Однако в дальнейшем удалось добиться значительного улучшения различных оценок, относящихся к этим вычислениям, и поэтому, вероятно, представляет интерес рассмотреть этот вопрос более подробно.

¹ N. Воhr. Phys. Rev., 1940, 58, 654 (статья 63).

² К. J. Brostrøm, J. K. Bøggild, T. Lauritsen. Phys. Rev., 1940, 58, 651.

Для дальнейшего проблемой первостепенной важности является оценка числа электронов, увлекаемых фрагментами деления в процессе разлета. Это число определяется из условий равновесия между непрерывным захватом и потерей электронов осколками при столкновениях с атомами газа. Здесь мы впервые сталкиваемся с ситуацией, существенно отличной от той, которая имеет место в случае быстрых частиц с малым зарядом, т.е., скажем, в случае протонов или α-частиц. Действительно, в последнем случае каждый захваченный электрон будет иметь «орбитальную скорость», значительно меньшую, чем скорость самой частицы как целого, и потому вероятность захвата электрона мала по сравнению с вероятностью последующей его потери. Таким образом, эти частицы будут лишены электронов на протяжении почти всего пробега. Когда же мы имеем дело с осколками деления, значительное число электронов соответствующих нейтральных атомов обладает орбитальной скоростью, большей, нежели начальная скорость осколка. Как уже отмечалось в предыдущей заметке, в таких условиях захват и потеря электронов происходят совсем иначе, чем в случае, когда электроны связаны с атомами более слабо.

Совокупность электронов, скорости которых больше, чем мгновенная скорость осколка 𝑉, мы будем в дальнейшем для краткости называть «электронной сердцевиной» (кором) осколка. Прежде всего вероятность захвата электронов на энергетические уровни, которые в нормальном состоянии относятся к кору, значительно больше, чем на более высокие энергетические уровни. Действительно, при столкновениях с атомами газа, достаточно тяжёлыми для того, чтобы обладать собственным электронным кором, вероятность захвата электрона на оболочку, принадлежащую кору осколка, весьма значительна при каждом отдельном соударении, при котором коры атомов взаимно проникают друг в друга. Кроме того, в то время как электроны, находящиеся за пределами кора, легко теряются при соударениях с электронами и ядрами атомов газа, электроны, принадлежащие кору, при этом, очевидно, не могут быть потеряны, во всяком случае тогда, когда заряд осколка превосходит заряд ядра атома газа. Таким образом, с очень хорошей точностью можно полагать, что на всей длине пробега осколок увлекает за собой электроны, составляющие его кор.

В этой связи интересно заметить, что, вероятно, даже в самом процессе деления каждый осколок вылетает вместе со своим электронным кором как целое. Несмотря на силы, действующие при разрушении делящегося тяжёлого ядра, начальные скорости фрагментов оказываются в действительности значительно меньшими, чем орбитальные скорости большей части электронов соответствующего атома. Вследствие того что влияние поступательного движения ядерных осколков на эти электроны является почти адиабатическим, при любой скорости будет устанавливаться равновесие, подобное описанному, ещё до того, как осколки разойдутся на расстояния, сравнимые с размерами атома ³.

³ В одной из первых попыток оценить влияние захвата электронов на торможение продуктов деления ядер в процессе разлета Бек и Гавас (Compt. Rend., 1939, 208, 1643) предположили, что непосредственно после деления осколки почти полностью лишены электронов и что по мере прохождения через газ они постепенно захватывают электроны таким образом, что их заряды убывают со временем по экспоненциальному закону. Предполагая далее, что захват происходит настолько быстро, что осколки практически нейтрализуются прежде, чем их скорость уменьшится наполовину, и пренебрегая тормозящим и ионизирующим эффектом прямых ядерных столкновений, они пришли к заключению, что все ионизационные эффекты исчезнут ещё задолго до полной остановки осколков. В частности, в этом они видели возможное объяснение кажущегося расхождения между данными о пробегах, основанными на измерении ионизующей способности осколков, с одной стороны, и его положения как источника радиоактивности — с другой. Однако из того, что в конце пробега в камере Вильсона становятся очень заметными отклонения траектории осколка от прямой линии, вытекает, что упомянутое расхождение скорее следует отнести за счёт обычной тепловой диффузии осколков в газе за время радиоактивного распада, которое чрезвычайно велико по сравнению с интервалом, в течение которого осколок теряет всю его начальную скорость.

В предшествующей заметке торможение осколков рассчитывалось на основе следующей формулы (которая там не была выведена точно):

1

𝑁