¹ W. Воthe, W. Gentner. Zs. f. Phys., 1937, 107, 236.

² Cp.: N. Bohr. Nature, 1936, 137, 347 (статья 45), а также N. Bohr, F. Kalckar. Copenhagen Acad. Sci., Math.-Phys. Comm., 1937, 14, 10 (статья 48).

Это кажущееся противоречие, однако, исчезнет, если мы вникнем в некоторые особенности распределения уровней энергии составных ядер, которые образуют, как известно, промежуточный этап в ядерных превращениях, порождаемых столкновениями. Распределение уровней энергии этих составных ядер представляет совокупность стационарных состояний, соответствующих более или менее связанным типам собственных колебаний ядра. Фотоэффект же обусловлен в первую очередь взаимодействием с некоторыми специальными колебательными движениями, обладающими особыми излучательными свойствами. Таким образом, в ядерных превращениях, вызываемых высокочастотным излучением, мы не имеем дела с каким-либо вполне определённым промежуточным состоянием, для которого имеет место конкуренция вероятностей распада и излучения. В нашем случае мы должны рассматривать равновесие между процессами излучения и теми процессами, которые происходят в результате связи между данным специфическим колебательным движением ядра и другими возможными колебательными состояниями. Эта связь будет способствовать быстрому затуханию всех особенностей начального типа возбуждения и замене его более устойчивым состоянием возбуждённого ядра, в котором энергия распределена между всеми собственными колебаниями, подобно тому, как это имеет место для тепловых колебаний твердого тела при низких температурах. Как только такого рода состояние возбуждения ядра установилось, характер фотоэффекта практически определился. В самом деле, в этом состоянии излучательные свойства ядра будут подобны свойствам абсолютно чёрного тела с температурой в несколько миллионов электронвольт; поэтому вероятность того, что вся энергия возбуждения будет испущена в виде одного единственного кванта излучения в 17 Мэв, будет ничтожно малой. Кроме того, для тех высоких степеней возбуждения, о которых здесь идёт речь, полная вероятность всех радиационных процессов будет гораздо меньше вероятности распада ядра (последняя же возрастает с температурой по экспоненциальному закону, как и для обычных процессов испарения).

В этих рассуждениях предполагается, что в рассматриваемой области энергии сечение ядерного фотоэффекта выражается формулой того же вида, как и известная формула оптики для селективного поглощения, а именно:

σ=

λ²

4π

∑

^𝑖

Γ_𝑅Γ_𝐶

(ν-ν_𝑖)² + ¼(Γ_𝑅+Γ_𝐶)²

,

где λ и ν — собственно длина волны и частота γ-лучей, а ν_𝑖, — одна из тех частот, которые соответствуют наибольшему резонансу. Далее, Γ_𝑅 есть вероятность испускания вторичного кванта ℎν из начального специфического состояния возбуждения ядра, а Γ_𝐶 — вероятность превращения этого специфического состояния в обычное состояние возбуждения с той же энергией. Как видно, этот последний процесс представляет близкую аналогию с тем, который наблюдается при поглощении света в газах при больших давлениях; а именно, он соответствует влиянию столкновений молекул газа на уменьшение остроты резонанса.

Имеющиеся экспериментальные данные не позволяют непосредственно обнаружить для какого-либо элемента изменение сечения селективного фотоэффекта с частотой γ-лучей.

Характер изменения этого сечения при переходе от одного элемента к другому для одной и той же частоты γ-лучей (ℎν — 17 Мэв) позволяет, однако, сделать определённые заключения относительно расстояния между резонансными максимумами и относительно их остроты. А именно, для рассматриваемой области энергий расстояние между максимумами составляет, вероятно, несколько миллионов электронвольт, а ширина каждого из них сравнима с тем изменением умноженной на ℎ частоты ν падающих γ-лучей, которое обусловлено естественной шириной линии и эффектом Допплера в столкновениях протонов с литием. Это составляет для ширины максимумов около 50000 эв. Если, далее, предположить, что наибольшие наблюдаемые сечения соответствуют максимуму резонанса, то приведённая выше формула даёт для Γ_𝑅 и Γ_𝐶 значения порядка соответственно 10¹⁵ и 10¹⁹ сек^-1. И то и другое значения представляются вполне разумными. В самом деле, вследствие высокой частоты рассматриваемых γ-лучей мы должны ожидать, что Γ_𝑅 будет в несколько раз больше вероятности испускания обыкновенных γ-лучей в ядерных превращениях; последняя же вероятность будет, если судить но процессам захвата нейтронов, величиной порядка 10¹⁴ сек^-1. Далее, значение Γ_𝐶 должно быть гораздо меньше частоты 10²¹ сек^-1 первичных γ-лучей и в то же время гораздо больше вероятности распада возбуждённого ядра; последняя же, если судить о ней по аналогии с процессами испарения, будет для энергий около 17 Мэв величиной порядка 10¹⁶ сек^-1.

Таким образом, отношение между временем жизни начального переходного состояния и полным временем жизни возбуждённого состояния составляет для энергии 17 Мэв около 10^-3; для меньших энергий это отношение будет ещё меньше, так как связь между разными собственными колебаниями убывает, надо думать, гораздо медленнее, чем вероятность вылета нейтрона. В то же время отношение вероятностей испускания кванта ℎν в начальном состоянии возбуждения ядра и в последующем более устойчивом состоянии будет быстро убывать. Для 17 Мэв это отношение чрезвычайно велико, и несмотря на быстроту убывания оно едва ли достигнет порядка единицы раньше, чем мы окажемся в самой середине области дискретных ядерных уровней. Даже и в верхней части этой области мы должны поэтому ожидать селективного характера ядерного фотоэффекта, подобно обнаруженному в области непрерывного спектра; только каждый резонансный максимум распадается (в опытах с достаточно монохроматическими γ-лучами) на тонкую полосу резких линий поглощения, соответствующих отдельным уровням. Когда же начальное состояние возбуждения перестанет быть преобладающим в отношении излучения, этот вид избирательности скоро исчезнет и заменится линейчатым спектром поглощения обычного типа, который, конечно, будет сопровождаться ядерным фотоэффектом лишь до тех пор, пока ℎν будет достаточно большим, чтобы вызвать распад ядра.

За ценную помощь при обсуждении этих проблем, более подробное изложение которых будет дано в последующей статье в «The Communications of the Copenhagen Academy of Sciences», я выражаю здесь благодарность своим сотрудникам по Институту теоретической физики, в особенности Фрицу Калькару, внезапная смерть которого, последовавшая несколько недель назад, является для всех нас прискорбнейшей утратой.

56 РЕЗОНАНС В ЯДЕРНОМ ФОТОЭФФЕКТЕ ^*

^*Resonance in Nuclear Photo-Effects. Nature, 1938, 141, 1096, 1097.

В связи с экспериментально установленным фактом замечательной селективности ядерного фотоэффекта на тяжёлых элементах недавно ¹ было указано, что такой фотоэффект может послужить средством для выяснения некоторых черт механизма возбуждения атомных ядер, не обнаруживаемых при обычном способе изучения ядерных столкновений. В самом деле, вероятность возбуждения ядра монохроматическим излучением зависит от степени возбудимости в ядерном веществе вынужденных колебаний заданной частоты; поэтому экспериментальные данные об изменении выхода фотоэффекта с изменением частоты излучения должны позволить непосредственно оценить силу связи между различными видами колебаний, на которые приближённо может быть разложено коллективное движение ядерных частиц.