1 Вылет более чем одного нейтрона в ядерном столкновении недавно был наблюдён при столкновении с быстрыми нейтронами Ф. Гейном (F. Неуn. Nature, 1936, 138, 723).
§ 5. Столкновения с медленными нейтронами
Как уже было указано, в случае столкновения между ядрами и нейтронами, обладающими столь малой кинетической энергией, что их де-бройлевская длина волны (11) очень велика по сравнению с размерами ядра, мы уже не можем говорить сколько-нибудь определённо о соприкосновении между нейтроном и ядром. Следовательно, мы, очевидно, теряем всякое основание для применения обычного механического описания процессов образования или распада составной системы. Убедительным подтверждением этого может служить замечательное явление поглощения медленных нейтронов; для этих процессов были найдены эффективные сечения ядер, в несколько тысяч раз большие, чем их простые геометрические сечения. В этих сильно избирательных явлениях мы, очевидно, имеем дело с типичным квантовым резонансным эффектом. Поэтому хотя здесь и можно разделить процесс столкновения на достаточно резко разграниченные этапы, но вероятности этих последовательных этапов нельзя вычислить независимо одну от другой.
В первых попытках объяснить наличие такого резонанса предполагалось, что нейтрон движется внутри ядра в фиксированном поле, образующем так называемую потенциальную яму. Благодаря большому падению потенциала кинетическая энергия нейтрона внутри ямы будет действительно настолько большой, что его длина волны станет меньше диаметра ямы, хотя эта длина волны снаружи была много больше. Такое значительное изменение длины волны влечёт за собой почти полное отражение нейтронной волны от внутренних стенок ямы; при подходящих значениях энергии нейтрона благодаря этому отражению образуется стоячая волна значительной интенсивности. Как следствие наличия таких полуустойчивых состояний движения нейтрона внутри ядра для этих значений энергии мы будем иметь, во-первых, аномально большой эффект рассеяния, соответствующий вторичному испусканию нейтрона из такого состояния, и, во-вторых, значительную вероятность захвата нейтрона в результате сопровождаемого излучением перехода на более низкий уровень энергии внутри потенциальной ямы.
Хотя эта картина весьма поучительно освещает существенные черты эффекта резонанса, она (как вскоре выяснилось) оказывается недостаточной, чтобы объяснить детали наблюдаемых явлений. В частности, подсчёт вероятности радиационных эффектов при таких процессах простого столкновения показывает, что эта вероятность всегда будет больше вероятности захвата или сравнима с ней, что противоречит экспериментальным данным. Опыт показывает, что часто наблюдаемая необычайно большая вероятность захвата медленных нейтронов никогда не сопровождается столь же большим эффектом рассеяния.
Чтобы обойти это затруднение, Г. Брейт и Е. Вигнер 1 предложили несколько иное объяснение резонансных эффектов при столкновениях с медленными нейтронами. По их мысли, в некотором промежуточном состоянии происходит следующее: падающий нейтрон вступает во взаимодействие с другой ядерной частицей и переводит её из нормального в более высокое квантовое состояние; сам же нейтрон оказывается связанным в поле ядра в некотором стационарном состоянии с энергией, слишком малой для того, чтобы немедленно вылететь. Действительно, волна падающего нейтрона обладает очень небольшой способностью проникновения в потенциальную яму ядерных размеров; поэтому, как показали указанные авторы, при таких столкновениях достаточно даже сравнительно малой вероятности передачи энергии от нейтрона к другой внутриядерной частице, чтобы изменить в обратную сторону баланс между процессами рассеяния и сопровождаемого излучением захвата. Однако, как уже было указано ранее в А, наблюдаемая чрезвычайная резкость явлений резонанса и их сравнительно частое появление требуют гораздо большего времени жизни промежуточной системы и гораздо более тесного расположения уровней энергии, чем может дать какая бы то ни было модель ядра со слабой связью между отдельными частицами. Способ рассмотрения проблемы резонанса, предложенный Брейтом и Вигнером и состоящий в выводе общих формул для изменения сечений рассеяния и захвата нейтронов в резонансной области, представляет тем не менее определённый шаг вперёд, так как эти формулы очень ценны для анализа экспериментальных данных. Обозначая через Γ𝑛 и Γ𝑟 соответственно вероятность распада составной системы с вылетом нейтрона и вероятность её перехода, сопровождаемого излучением, можно написать эти формулы для сечений в виде
σ
расп.
=
λ2
4π
Γ𝑛2
(𝐸-𝐸0)2 ℎ-2 + ¼ (Γ𝑛+Γ𝑟)2
,
(14)
σ
изл.
=
σ
𝑟
=
λ2
4π
Γ𝑛Γ𝑟
(𝐸-𝐸0)2 ℎ-2 + ¼ (Γ𝑛+Γ𝑟)2
,
(15)
где λ и 𝐸 — соответственно длина волны и кинетическая энергия падающего нейтрона, а 𝐸0 — значение энергии, которое следует приписать полустабильному стационарному состоянию составной системы.
1 G. Вrеit, Е. Wigner. Phys. Rev., 1936, 49, 519.
Удивительное сходство формул (14) и (15) с известными дисперсионными формулами оптики представляет замечательное обстоятельство, позволяющее сделать ряд заключений по аналогии. В частности, эта аналогия показывает, насколько трудно в резонансных столкновениях отделить вероятность образования составной системы от вероятности процессов излучения и распада этой системы. Относительное количество рассеянных и захваченных нейтронов (отношение сечений) определяется исключительно отношением вероятности распада к вероятности излучения; зависимость же абсолютных величин этих сечений от Γ𝑛 и Γ𝑟 показывает, каким образом эти вероятности влияют на остроту оптимального резонанса и тем самым на вероятность образования составной системы.
При анализе экспериментальных данных с помощью формул (14) и (15) особенно важно то, что измерение ширины области резонанса
β=ℎ(Γ
𝑛
+Γ
𝑟
)
(16)
и максимального сечения захвата
(σ
𝑟
)
макс
=
λ²
π
Γ𝑛Γ𝑟
(Γ𝑛+Γ𝑟)²
(17)
делают принципиально возможным определение обеих величин: как Γ𝑛, так и Γ𝑟. Более точный анализ явлений показывает, что для более тяжёлых элементов Γ𝑟 будет порядка 1014сек-1 и что отношение Γ𝑟 к Γ𝑛 для нейтронов тепловой скорости равно около 103. Следует ожидать, что с изменением энергии Γ𝑟 будет на протяжении значительного интервала энергий меняться лишь медленно; что же касается Γ𝑛, то из совершенно простых квантовых соображений вытекает, что в той области энергий, где длина волны нейтрона велика по сравнению с размерами ядра, Γ𝑛 должно быть прямо пропорционально скорости падающего нейтрона. В самом деле, в таком случае баланс между процессами будет зависеть только от вероятности нахождения нейтрона вблизи ядра 1. Поэтому мы должны ожидать, что для энергий нейтронов, близких к 105эв, Γ𝑛 и Γ𝑟 будут одного порядка величины. Для ещё больших энергий следует ожидать, что Γ𝑛 будет возрастать ещё быстрее и скоро станет много больше, чем Γ𝑟, что согласуется с экспериментальными данными о столкновениях с быстрыми нейтронами 2.
