2 L. Meitner, O. R. Frisch. Nature, 1939, 143, 239.
Именно выделяющаяся в процессе деления огромная энергия, как известно, позволила наблюдать подобные процессы непосредственно — либо по вызываемой ядерными осколками сильной ионизации, которая впервые наблюдалась Фришем 3 и вскоре после него независимо другими авторами, либо по проникающей способности этих осколков, которая даёт возможность наиболее эффективным способом отделять образовавшиеся при делении новые ядра от урана 4. Эти продукты деления характерны прежде всего их специфической бета-радиоактивностью, позволяющей идентифицировать их как химически, так и спектроскопически. Кроме этого, было обнаружено, что процесс деления сопровождается вылетом нейтронов, часть из которых связана, по-видимому, с самим актом деления, а остальные — с последующими бета-превращениями в ядерных осколках.
3 О. R. Frisch. Nature, 1939, 143, 276; G. К. Green, L. W. Alvarez. Phys. Rev., 1939, 55, 417; R. D. Fowler, R. W. Dodson. Phys. Rev., 1939, 55, 418; R. B. Roberts, R. C. Meyer, L. R. Hafstad. Phys. Rev., 1939, 55, 417; W. Jentscke, F. Prankl. Naturwiss., 1939, 27, 134; H. L. Anderson, E. T. Booth, J. R. Dunning, E. Fermi, G. N. Glasоe, F. G. Slack. Phys. Rev. 1939 55 511.
4 F. Jоliоt. Comptes Rendus, 1939, 208, 341; L. Meitner, O. R. Frisch. Nature, 1939, 143, 471; H. L. Anderson, E. T. Booth, J. R. Dunning, E. Fermi, G. N. Glasоe, F. G. Slack. Phys. Rev., 1939, 55, 511.
В соответствии с общей картиной ядерных реакций, разработанной в течение нескольких последних лет, мы должны принять, что любое ядерное превращение, вызванное столкновением с какой-либо частицей или γ-квантом, протекает в две стадии. Первой стадией является образование сильно возбуждённого составного ядра, живущего сравнительно долгое время; вторая стадия состоит в распаде этого составного ядра или переходе его в менее возбуждённое состояние посредством излучения. Для тяжёлого ядра такими распадными процессами, конкурирующими с излучением, являются испускание нейтрона и, в соответствии с последним открытием, деление ядра. Для первого процесса необходимо, чтобы значительная часть энергии возбуждения составного ядра, первоначально распределённой между многими частицами подобно тепловой энергии в теле с большим числом степеней свободы, сконцентрировалась на одной частице, расположенной вблизи поверхности ядра. Что же касается второго процесса, то он требует перехода части этой энергии в энергию деформации, которая должна быть достаточно сильной, чтобы привести к делению 5.
5 N. Воhr. Nature, 1930, 143, 330 (статья 58).
Конкуренция между процессами деления ядра, испускания нейтрона или γ-кванта, по-видимому, наиболее ярко проявляется в том, как сечение деления ядер тория и урана меняется с энергией падающих нейтронов. Обнаруженное Мейтнер, Ганом и Штрассманом значительное различие этих процессов для двух упомянутых элементов, вероятно, также можно успешно объяснить с этой точки зрения присутствием в уране нескольких стабильных изотопов. Значительную часть всех актов деления разумно приписать ядрам редкого изотопа U235, которые при данной энергии нейтрона приводят к составному ядру с большей энергией возбуждения и соответственно меньшей стабильностью, чем составное ядро из преобладающего изотопа урана 6.
6 N. Bohr. Phys. Rev., 1939, 55, 418 (статья 59).
В настоящей статье более детально рассматривается механизм процесса деления и сопутствующих эффектов. Это рассмотрение основывается на сравнении ядра с жидкой каплей. Критической энергии деформации сопоставляется потенциальная энергия капли в состоянии неустойчивого равновесия, и таким образом её величина оценивается в зависимости от заряда и массы ядра. Чтобы определить вероятность деления, нет необходимости подробно обсуждать вопрос о том, как именно первоначально сообщенная ядру энергия возбуждения постепенно распределяется по различным степеням свободы и в конце концов приводит к критической деформации. В действительности простое статистическое рассмотрение приводит к приближённому выражению для вероятности реакции деления, которая оказывается зависящей лишь от критической энергии деформации и характера распределения энергетических уровней ядра. Предлагаемая общая теория, по-видимому, хорошо согласуется о результатами наблюдений и даёт удовлетворительную картину явления деления.
В разделе I мы с целью ориентировочной прикидки (и как материал для дальнейшего рассмотрения) качественно оцениваем на основании имеющихся данных величину энергии, которая может освободиться при делении тяжёлого ядра различными способами. В частности, изучается не только энергия, освобождающаяся в самом акте деления, но и энергия, необходимая для последующего испускания нейтронов осколками деления, а также выделяющаяся при бета-распаде этих осколков.
В разделе II более подробно изучается проблема деформации ядра о точки зрения сравнения ядра с жидкой каплей, чтобы получить оценку энергии, необходимой различным ядрам для достижения критической деформации, приводящей к их делению.
В разделе III более подробно рассматривается статистическая механика процесса деления и приближённо оценивается вероятность деления, которая сравнивается с вероятностью излучения γ-кванта и вылета нейтрона. На основе развиваемой теории обсуждается изменение сечения с энергией.
В разделе IV описанное рассмотрение применяется к анализу экспериментальных данных по сечениям деления урана и тория нейтронами различных скоростей. В частности, показано, что сравнение с теорией, развитой в разделе III, приводит к значениям критической энергии деления для тория и разных изотопов урана, которые хорошо согласуются с результатами раздела II.
В разделе V обсуждается проблема статистического распределения осколков деления ядер по их массам, а также вопрос о степени возбуждения этих осколков и происхождении вторичных нейтронов.
Наконец, в разделе VI мы рассматриваем эффекты деления, которые можно ожидать в других элементах, отличных от урана и тория, при достаточно больших скоростях нейтронов, а также в уране и тории при бомбардировке дейтронами и протонами или при возбуждении γ-квантами.
I. ЭНЕРГИЯ, ОСВОБОЖДАЮЩАЯСЯ ПРИ ДЕЛЕНИИ ЯДРА
Полная энергия, освобождающаяся при делении ядра на две меньшие части, даётся выражением
Δ𝐸
=
(𝑀
0
-∑𝑀
𝑖
)𝑐²
,
(1)
где 𝑀0 и 𝑀𝑖 — массы начального и образующихся ядер в покое и в невозбуждённом состоянии. Мы не располагаем никакими экспериментальными данными относительно масс ядер с необычным значением отношения заряда к массе, образующихся при делении, например, такого тяжёлого ядра, как уран, на две примерно равные части. Однако разумно принять в соответствии с аргументами Гамова, что отличие массы подобного осколка от массы соответствующего стабильного ядра с тем же массовым числом можно записать в виде
𝑀(𝑍,𝐴)
-
𝑀(𝑍
𝐴
,𝐴)
=
1
2
𝐵
𝐴
(𝑍-𝑍
𝐴
)²
,
(2)
где 𝑍 — атомный номер осколка, а 𝑍𝐴 — некоторое число, вообще говоря, не обязательно целое. (Здесь мы временно отвлекаемся от колебаний в величине энергии связи ядра, связанных с чётностью числа частиц в ядре и с другими более тонкими эффектами.) Для массовых чисел 𝐴 в пределах от 100 до 140 значения величины 𝑍𝐴 даются пунктирной линией на рис. 8; аналогичным образом можно определить их для массовых чисел вне этих пределов.
Величина 𝐵𝐴 в настоящее время не может быть получена непосредственно из эксперимента, однако её можно оценить следующим способом. Можно считать, что энергия ядер с данным массовым числом меняется с изменением заряда 𝑍 приблизительно по формуле
