V. Попытка такой трактовки ядерного фотоэффекта, которая находилась бы в согласии с изложенными здесь взглядами на возбуждение ядер и на их излучение, сделана в недавней статье Калькара, Оппенгеймера и Сербера ¹. В частности, там показано, как из замечательных опытов Боте и Гентнера с α-лучами большой энергии ² можно вычислить вероятности сопровождаемых излучением переходов из возбуждённых состояний ядра в нормальное состояние. Для ядер среднего атомного веса и для возбуждения в 17 Мэв эти вероятности в некоторых случаях оказываются порядка τ^-1⋅10^-9, т. е. около 1/100 наибольшей вероятности излучения для таких ядер. Эта сравнительно большая вероятность таких далёких переходов резко отличается от того, чего можно было на первый взгляд ожидать, если просто сравнивать ³ излучение возбуждённого ядра с излучением чёрного тела при температуре около миллиона электронвольт на каждую степень свободы (см. § 4). Впрочем, такое сравнение связано с трудностями, происходящими от высокой полярности ядерного излучения и от упомянутой в тексте тесной связи между различными способами возбуждения (собственными колебаниями). Кроме того, тот факт, что выход ядерного фотоэффекта меняется от элемента к элементу довольно нерегулярным образом, заставляет думать, что в переходах из этих сильно возбуждённых состояний ядра в его нормальное состояние проявляются какие-то особые свойства механизма излучения, быть может, связанные с появлением дипольных моментов.

¹ F. Kalckar, J. Oppenheimer, R. Serber. Phys. Rev., 1937, 52, 1251.

² W. Воthe, W.Gentner. Naturwiss., 1937, 25, 90, 126.

³ Л. Д. Ландау. Sow. Phys., 1937, 11, 556.

VI. Более подробное рассмотрение условий применимости формулы испарения обычного типа к задачам ядерного распада даётся Вайскопфом в его недавней статье, упомянутой в добавлении II. В этой статье подробно обсуждается на основе общих методов статистической механики та ограниченность простых термодинамических аналогий в ядерных задачах, которая происходит от сравнительно малого числа степеней свободы рассматриваемой системы. Кроме того, в ней даются обобщения обычных термодинамических приемов, необходимые для правильной трактовки таких систем.

VII. Распределение энергии нейтронов, вылетающих из сильно возбуждённых ядер, особенно подробно изучалось для случая обычного источника нейтронов — бериллия, бомбардируемого α-лучами. В этом случае распределение быстрых нейтронов оказывается в хорошем согласии с ожидаемым теоретически; что касается менее быстрых нейтронов, то здесь наблюдается относительный избыток нейтронов, обладающих энергиями много ниже вычисленной температуры составного ядра. Однако это затруднение является только кажущимся. Оно исчезает, если предположить, что медленные нейтроны следует приписать некоторому более сложному процессу, как это было впервые предложено П. Оже ⁴. Первая стадия такого процесса состоит в испускании составной системой α-луча, после чего остаётся ядро бериллия в возбуждённом состоянии; вторая стадия состоит в последующем распаде этого ядра на две α-частицы и один медленный нейтрон. Эта картина процесса получила подтверждение в последних экспериментальных исследованиях Т. Бьерге ¹.

⁴ P. Auger. J. Phys., 1933, 4, 719.

¹ Т. Вjеrgе. Proc. Roy. Soc. (London), 1938, А164, 243.

VIII. Вопрос о квантовых резонансных эффектах в случае непрерывного распределения уровней недавно обсуждался Калькаром, Оппенгеймером и Сервером в статье, цитированной в добавлении V. Эта статья посвящена ядерному фотоэффекту, который представляет ряд особенностей, делающих его аналогичным задаче о превращениях ядра, вызванных столкновениями с медленными частицами. Более подробное квантовое исследование ядерных реакций будет дано в ближайшее время в статье Ф. Калькара, в которой будет сделана попытка развить общие соображения, подобные той трактовке задач атомного ядра, которая основана на принципе соответствия.

IX. Вопрос о правильной оценке ядерных радиусов путём анализа α-распада радиоактивных ядер рассматривается далее Бете в его обзоре по ядерной динамике ². В этом обзоре он широко пользуется увеличенными значениями ядерных радиусов, предложенными им ³. В связи с этим он высказывается также относительно той критики его способа вычисления радиусов ядер, которая приведена здесь в тексте и которая доложена на конференции в Вашингтоне (см. предисловие). Тем временем важные результаты в этом вопросе были получены в статье, приведённой в дополнении II. В этой работе удалось вывести из очень общих соображения широко применимую формулу для вероятности распада ядра, сопровождаемого вылетом заряженных частиц. Эта формула даёт зависимость этой вероятности от внешнего отталкивания, а также и от плотности распределения уровней ядра в рассматриваемой области энергий. В случае радиоактивного распада, где расстояния между уровнями достаточно велики, эта формула приводит к таким значениям радиусов ядер, которые лишь немного отличаются от значений, выведенных из обычных формул для потенциального барьера, но существенно отличаются от значений, предложенных Бете.

² Béthe. Rev. Mod. Phys., 1937, 9, 69.

³ Béthe; Phys. Rev., 1936, 50, 977.

49 ПРЕВРАЩЕНИЯ АТОМНЫХ ЯДЕР ^{* 1}

^*Transformations of Atomic Nuclei. Science, 1937, 86, 161—165.

¹ Сокращенное изложение лекций, прочитанных весной 1937 г. в различных университетах Соединённых Штатов. Иллюстрации воспроизведены с трех слайдов, демонстрировавшихся на этих лекциях.

Раньше уже отмечалось ², что для понимания типичных особенностей ядерных превращений, вызванных столкновениями материальных частиц, необходимо предположить, что первая стадия всякого процесса столкновения состоит в образовании промежуточной полустабильной системы из исходного ядра и падающей частицы. Надо также предположить, что избыток энергии в этом состоянии временно сосредоточивается в некоторых сложных движениях всех частиц составной системы. Возможный последующий развал этой системы с освобождением какой-либо элементарной или сложной ядерной частицы можно рассматривать с этой точки зрения как отдельное независимое событие, не связанное непосредственно с первой стадией процесса столкновения. Поэтому можно сказать, что конечный результат столкновения зависит от конкуренции между всеми процессами распада и излучения составной системы, согласующимися с законами сохранения.

² N. Воhr. Nature, 1936, 137, 344 (статья 45.)

Простая механическая модель, иллюстрирующая эти особенности ядерных столкновений, показана на рис. 1. В мелкой чаше находится некоторое число биллиардных шаров. Если бы углубление чаши было пустым, то посланный в неё шар скатился бы по одному склону и вышел бы с другой стороны с прежней энергией. Однако, если в чаше находятся другие шары, то пущенный к ним шар не будет в состоянии свободно пройти через чашу; сначала он отдаст часть своей энергии одному из шаров, затем оба отдадут часть своей энергии другим шарам и так до тех пор, пока первоначальная кинетическая энергия не окажется распределённой по всем шарам. Если бы углубление и шары можно было считать, идеально гладкими и упругими, то столкновения продолжались бы до тех пор, пока достаточно большая часть кинетической энергии не оказалась снова сосредоточенной на близком к краю шаре. Тогда этот шар покинул бы чашу, и если бы энергия пущенного шара была не очень велика, то полная энергия оставшихся шаров была бы недостаточна для того, чтобы позволить какому-либо из них подняться по склону. Если, однако, между шарами и чашей существует даже очень малое трение или если шары не являются абсолютно упругими, то вполне может оказаться, что ни один из шаров не будет иметь возможности выйти из чаши, прежде чем вследствие трения потеряется в виде тепла достаточно много энергии, так что оставшейся энергии окажется уже недостаточно для выбрасывания какого-либо из них.