Рис. 1

Такое сравнение очень удачно иллюстрирует, что происходит при соударении быстрого нейтрона и тяжёлого ядра. Ввиду большого количества частиц, из которых в этом случае состоит составная система, и ввиду их сильного взаимодействия друг с другом мы должны в действительности ожидать из этой простой механической аналогии, что время жизни промежуточного ядра будет очень велико по сравнению со временем, необходимым быстрому нейтрону, чтобы пройти через ядро. Эта аналогия объясняет прежде всего тот факт, что хотя вероятность излучения электромагнитной радиации тяжёлым ядром за такой промежуток времени чрезвычайно мала, тем не менее благодаря большому времени жизни составного ядра существует весьма значительная вероятность того, что система вместо освобождения нейтрона будет испускать избыточную энергию в виде электромагнитного излучения. Другим экспериментальным фактом, который легко понять из такой картины, является неожиданно большая вероятность неупругого столкновения, приводящего к эмиссии нейтрона с гораздо меньшей энергией, чем у падающего нейтрона. В самом деле, из приведённых выше соображений ясно, что процесс распада составной системы, который требует концентрации меньшего количества энергии на отдельной частице, будет значительно более вероятным, чем тот процесс распада, при котором весь избыток энергии окажется сосредоточенным на вылетевшей частице.

На первый взгляд, такая простая механическая трактовка противоречит факту, столь хорошо установленному при изучении γ-спектров, что ядра подобно атомам обладают дискретным распределением энергетических уровней: в приведённом выше обсуждении существенным являлось то, что составная система должна образовываться при практически любой кинетической энергии падающего нейтрона. Однако мы должны ясно представить себе, что при соударениях быстрых нейтронов мы имеем дело с возбуждением составной системы, гораздо большим энергии возбуждения обычных уровней, связанных с испусканием γ-лучей. В то время как последние достигают самое большее немногих миллионов электронвольт, возбуждение в первом случае будет значительно превышать энергию, необходимую для полного удаления нейтрона из ядра в нормальном состоянии, которую из измерений дефекта массы можно оценить примерно в 8 млн. электронвольт.

Рис. 2

Общий характер распределения уровней энергии тяжёлого ядра схематически иллюстрируется на рис. 2. Более низкие уровни, которые отстоят друг от друга в среднем на несколько сотен тысяч электронвольт, соответствуют уровням γ-лучей, найденным в радиоактивных ядрах. При увеличении возбуждения уровни быстро сближаются, а при возбуждении около 15 Мэв, соответствующем столкновению ядра с быстрым нейтроном, они распределены, вероятно, непрерывно. Характер строения верхней части схемы уровней показан с помощью двух линз с большим увеличением, показанных на диаграмме: одной в упомянутой выше области непрерывного распределения энергии и другой в области, соответствующей тому возбуждению, которое возникает в составной системе при присоединении очень медленного нейтрона к исходному ядру. Пунктирная линия в середине поля нижнего увеличительного стекла представляет энергию возбуждения составного ядра в том случае, когда кинетическая энергия падающего нейтрона в точности равна нулю. Поэтому расстояние от этой линии до основного состояния как раз равно энергии связи нейтрона в составной системе.

Информация о распределении уровней в области энергий, лежащей вблизи этой линии, может быть получена из опытов по захвату очень медленных нейтронов с энергией порядка доли электронвольта. Таким образом, если кинетическая энергия падающего нейтрона как раз соответствует энергии одного из стационарных состояний составной системы, то будут иметь место квантовомеханические резонансные эффекты, которые могут дать эффективные сечения захвата нейтронов, в несколько тысяч раз большие обычных ядерных сечений. Такие селективные эффекты действительно были найдены для ряда элементов, а затем было установлено, что ширина резонансной области во всех этих случаях составляет лишь малую долю электронвольта ³. Из относительного распространения селективного захвата нейтронов среди тяжёлых элементов и из остроты резонанса можно оценить, что среднее расстояние между уровнями в этой области энергий но порядку величины составляет 10—100 эв. В поле зрения нижнего увеличительного стекла на рис. 2 показано несколько таких уровней; то обстоятельство, что один из этих уровней лежит очень близко к пунктирной линии, соответствует в этом частном случае возможности селективного захвата очень медленных нейтронов.

³ Явление селективного захвата медленных нейтронов, которое обнаруживает интересную формальную аналогию с оптическим резонансом, специально исследовано в работе Брейта и Вигнера (G. Вrеit, Е. Wigner. Phys. Rev., 1936, 49, 642). Оценки ширины уровней из экспериментальных данных впервые были даны Фришем и Плачеком (О. Frisch, G. Placzek. Nature, 1936, 137, 357) и детально обсуждены в недавней работе Бете и Плачека (Н. Вéthе, G. Placzek. Phys. Rev., 1937, 51, 450).

Распределение энергетических уровней, показанное на рис. 2, очень сильно отличается по своему характеру от того, с которым мы знакомы в обычных атомных задачах, где вследствие слабой связи между отдельными электронами, которые связаны в поле, окружающем ядро, возбуждение атома обычно можно приписать более высокому квантовому состоянию отдельной частицы. Однако распределение уровней ядер как раз такого типа, какого мы вправе ожидать для упругого тела, где энергия сосредоточена в колебаниях всего тела как целого. Ибо вследствие быстрого роста возможностей комбинации собственных частот таких движений с увеличением значений полной энергии системы расстояние между соседними уровнями будет очень быстро уменьшаться при высоких возбуждениях. В самом деле, рассмотрения подобного характера известны из обсуждения вопроса о теплоемкости твердых тел при низких температурах.

Термодинамические аналогии могут быть плодотворны также при обсуждении вопроса о распаде составной системы с освобождением материальных частиц. Так, случай эмиссии нейтронов, на которые за пределами собственно ядерных размеров не действуют никакие силы, представляет особенно удачную аналогию испарению жидкого или твердого тела при низкой температуре. Действительно, из приближённого знания системы уровней ядер при низких возбуждениях оказалось возможным получить оценку «температуры» составного ядра, которая приводит к вероятности испарения нейтрона, согласующейся с полученным из экспериментальных данных временем жизни составного ядра, образующегося при столкновениях с быстрыми нейтронами ⁴.

⁴ Идея применить к расчёту вероятности вылета нейтрона из составного ядра обычную формулу для испарения была впервые выдвинута Я. Френкелем (Sow. Phys., 1936, 9, 533). Более детальное исследование, основанное на общей статистической механике, дано в работе Вайскопфа (V. Weisskopf. Phys. Rev., 1937, 52, 295).

Рис. 3

Рис. 3 иллюстрирует ход процесса столкновения между быстрым нейтроном и тяжёлым ядром. Для упрощения рассуждений в ядро введён воображаемый термометр. Шкала термометра на рисунке дана в 10¹⁰ градусов Цельсия; но в качестве более известной меры тепловой энергии приведена и другая шкала, указывающая температуру в миллионах электронвольт. На рисунке показаны различные стадии процесса столкновения. Сначала исходное ядро находится в своем нормальном состоянии, и его температура равна нулю. После того как с ядром столкнется нейтрон с кинетической энергией примерно в 10 млн. электронвольт, образуется составное ядро с энергией возбуждения в 18 млн. электронвольт, и температура возрастает от нуля примерно до 1 млн. электронвольт. Неправильные очертания ядра символизируют колебания формы, соответствующие различным колебаниям, возбуждаемым при данной температуре. Следующий рисунок показывает, как нейтрон вылетает из возбуждённой системы и, соответственно этому, несколько понижается температура. На последней стадии процесса оставшаяся энергия испускается в виде электромагнитного излучения, и температура падает до нуля.