⁴ L. Meitner, О. Hahn, F. Stгassmann. Zs. f. Phys., 1937, 106, 249; 1938, 109, 538.

В случае процессов захвата, которые приводят к появлению радиоактивных изотопов урана и тория с периодами полураспада соответственно 24 и 33 мин, Мейтнер, Ган и Штрассман обнаружили существование резонансных явлений для нейтронов сравнительно малых скоростей. В уране, где это явление было изучено более полно, они нашли, что для нейтронов с энергией порядка 25 эв сечение захвата по меньшей мере в 30 раз превосходит сечение захвата тепловых нейронов. Поскольку в этой резонансной области сечение достигает значения 10^-21 см², указанные авторы считают, что, как с очевидностью следует из простых соображений дисперсионной теории, это явление следует приписать урану-238, преобладающему в естественной смеси изотопов урана. Из того обстоятельства, что и для урана, и для тория резонансный захват не сопровождается сколько-нибудь значительным увеличением сечения процесса деления, мы можем заключить далее, что вероятность излучения составного ядра в рассматриваемом возбуждённом состоянии значительно превосходит вероятность деления и что основное состояние этих ядер является по существу стабильным — с точностью до β-радиоактивности.

Что касается других процессов превращения, которые теперь следует связывать с делением ядер, существенное различие между ураном и торием было найдено в исследованиях Мейтнер, Гана и Штрассмана, а также в прямых экспериментах Фриша. В случае быстрых нейтронов было найдено, что сечения деления урана и тория имеют одинаковый порядок величины. Что же касается нейтронов тепловых скоростей, то в этом случае было обнаружено большое увеличение сечения деления именно для урана, но не для тория. Результаты для быстрых нейтронов могут быть просто объяснены в рамках общей картины ядерных процессов, обрисованной выше, в соответствии с которой мы должны ожидать, что вероятность деления возрастает с ростом возбуждения составного ядра более быстро, чем вероятность излучения, и становится значительно больше последней при высоких степенях возбуждения. Однако особенности взаимодействия медленных нейтронов с ураном, очевидно, не могут быть объяснены на основе приведённых выше соображений, если ограничиваться рассмотрением образования составного ядра с атомным номером 239. Но так как периоды полураспадов наиболее часто встречающихся радиоактивных осколков деления, как это уже отмечалось, не зависят от того, какой из изотопов подвергся делению, мы можем связать обсуждаемый эффект с делением возбуждённого ядра с массовым числом 236, которое образуется при попадании нейтрона в ядро редкого изотопа урана-235.

Из того обстоятельства, что энергия связи нейтрона в ядре с чётным номером значительно больше в случае чётного атомного веса, чем в случае нечётного, мы должны ожидать, что при данной скорости нейтрона энергия возбуждения составного ядра с атомным весом 236 будет значительно больше, чем с атомным весом 239. Соответственно этому в первом случае будет наблюдаться более плотное распределение резонансных уровней и значительно большая вероятность деления, чем во втором. Поэтому даже при возбуждении ядра медленными нейтронами вероятность деления ядра урана-236 будет значительно больше, чем вероятность радиационного захвата. Благодаря соответствующему уширению уровней энергетический спектр ядра урана-236 в рассматриваемой области может оказаться непрерывным. Тогда при условии, что вероятность деления достаточно велика, мы должны для малых энергий нейтронов ожидать обратно пропорциональной зависимости сечения деления от скорости нейтронов. Это позволяет объяснить как наблюдаемые вероятности рассматриваемых процессов, вызываемых тепловыми нейтронами, так и отсутствие каких-либо существенных эффектов в случае нейтронов более высоких скоростей. Для быстрых нейтронов сечение, разумеется, не может превосходить геометрические размеры ядра и вследствие малого количества рассматриваемого изотопа урана-235 число случаев его деления будет значительно меньше, чем число случаев деления преобладающего изотопа.

Поэтому представляется, что все известные экспериментальные факты получают простое объяснение без каких-либо дополнительных предположений об особых свойствах некоторых уровней. Подобные предположения, которые до настоящего времени считалось необходимым принимать для объяснения рассмотренных явлений, в действительности было бы трудно согласовать с общими представлениями о возбуждении ядер. Более подробное обсуждение механизма деления и стабильности тяжёлых ядер в их основном и возбуждённом состояниях будет опубликовано в статье автора, написанной в сотрудничестве с проф. Дж. А. Уилером.

Институт перспективных исследований

Принстон, Нью-Джерси

7 февраля 1939 г.

60 ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ В ОБЛАСТИ ЭНЕРГИЙ НЕПРЕРЫВНОГО СПЕКТРА ^*

(Совместно с Р. Пайерлсом и Г. Плачеком)

^*Nuclear Reactions in the Continuous Energy Region (With R. Peierls and G. Placzek). Nature, 1939, 144, 200, 201.

Для ядерных реакций, вызываемых столкновением частиц или электромагнитным излучением, типично, что они могут рассматриваться как бы происходящими в два этапа: сначала образуется сильно возбуждённое составное ядро, а затем происходит его распад или радиационный переход в менее возбуждённое состояние. Пусть 𝐴, 𝐵, … — возможные взаимоисключающие исходы реакции, характеризующиеся природой, внутренним квантовым состоянием и направлением спина как испускаемой частицы или фотона, так и остаточного ядра, а также орбитальным моментом. Вероятности переходов в единицу времени из составного состояния в состояние 𝐴, 𝐵, … обозначим соответственно через 𝑃_𝐴, 𝑃_𝐵, … .

Сечение реакции 𝐴→𝐵 при этом, очевидно, будет

σ

𝐴

𝐵

=

σ

^𝐴

𝑃_𝐵

𝑃_𝐴+𝑃_𝐵+…

,

(1)

где σ^𝐴 — сечение образования составного ядра при столкновении, для которого 𝐴 является исходным состоянием. Конечно, в этой формуле подразумевается, что мы имеем дело с такими энергиями, при которых возможно образование составного ядра. Другими словами, мы находимся либо в непрерывном спектре энергий, либо, если уровни дискретны, вблизи оптимального резонанса. Более того, предполагается, что все возможные реакции, включая рассеяние, происходят через образование составного ядра. В частности, пренебрегается вкладом так называемого потенциального рассеяния, когда частица отклоняется, фактически не вступая в близкий контакт с отдельными частицами исходного ядра.

При таких предположениях весьма общая теорема квантовой механики ¹, связанная с сохранением полной вероятности, приводит к соотношению

σ

^𝐴

=

λ²

π

(2𝑙+1)

𝑃_𝐴

𝑃_𝐴+𝑃_𝐵+…

,

(2)

где λ — длина волны налетающей частицы и 𝑙 — её момент количества движения.

¹ Детали этого рассмотрения, как и других вопросов, затронутых в настоящей заметке, будут опубликованы в «Communication of the Copenhagen Academy».

В случае системы дискретных уровней формулы (1) и (2) дают то же сечение, что и обычная дисперсионная формула, применённая к середине резонансной линии в пренебрежении влиянием остальных уровней. При этом каждому резонансному уровню соответствует чётко определённое квантовое состояние составного ядра, и его свойства — в том числе и вероятности распада 𝑃_𝐴, 𝑃_𝐵, … — не могут зависеть от того, при каком столкновении оно возникло. Иначе говоря, они были бы точно такими же, если бы мы вместо 𝐴 в качестве исходного состояния выбрали 𝐵, 𝐶 и т. д.

В случае же непрерывного спектра, когда имеется много квантовых состояний, энергии которых совпадают о точностью, определяемой временем жизни составного ядра, истинное состояние системы оказывается суперпозицией нескольких квантовых состояний. Поэтому его свойства зависят от соотношения фаз этих состояний и, следовательно, от того процесса, в котором образовалось составное ядро.