Страница 14 из 36
.
Это соответствует классическим представлениям о соударении двух заряженных чёрных шаров радиусом R. При энергиях x < x Я. р. осуществляются за счёт туннельного просачивания через барьер (см. Туннельный эффект ). В этом случае
,
где R — сумма радиусов взаимодействующих ядер, w — кривизна барьера. Налетающие ионы могут и не вызвать Я. р., а испытать упругое рассеяние в поле кулоновских и ядерных сил. Угловое распределение ионов при упругом рассеянии (при иона порядка расстояния макс. сближения с ядром) имеет дифракционный характер. При меньших дифракционная структура исчезает. Энергетическая зависимость эффективных сечений для Я. р. тяжёлыми ионами носит, как правило, нерезонансный характер. Исключение составляет упругое рассеяние. В энергетической зависимости эффективного сечения упругого рассеяния 6 Li на 6 Li, 12 C на 12 C, 14 N на 14 N, 16 O на 14 N и др. в интервале энергии (x ~ 5—35 Мэв наблюдаются резонансы с шириной порядка нескольких Мэв и более тонкая структура.
Я. р. с тяжёлыми ионами характеризуются большим числом выходных каналов. Например, при бомбардировке 235 Th ионами 40 Аг с энергией 379 Мэв образуются ядра Ca, Ar, S, Si, Mg и Ne.
В случае Я. р. с тяжёлыми ионами различают: реакции передачи нуклонов, реакции передачи более сложных частиц и реакции слияния (образования составного ядра). Я. р., при которых происходит передача малого числа частиц или малой части энергии, называются мягкими соударениями. Их теория имеет много общего с теорией прямых реакций. Я. р., в которых происходит передача значительной массы или энергии, называются жёсткими соударениями или глубоко неупругими передачами. Угловые распределения продуктов этих Я. р. резко асимметричны; лёгкие продукты вылетают преимущественно под малыми углами к ионному пучку. Энергетическое распределение продуктов Я. р. имеет широкий максимум. Кинетическая энергия продуктов Я. р. близка к высоте выходных кулоновских барьеров и практически не зависит от энергии ионов.
При глубоко неупругих столкновениях ядер образуется короткоживущая промежуточная система. Несмотря на обмен массой и энергией, ядра промежуточной системы сохраняют индивидуальность за счёт прочно связанных сердцевин. В результате жёстких соударений образуется много новых нуклидов. В таких Я. р. могут возникать составные ядра с большими энергиями возбуждения (~100 Мэв ) и угловыми моментами ~50. Я. р. с образованием составного ядра служат для синтеза трансурановых элементов (слияние ядер мишений из Pb и Bi с ионами 40 Ar, 50 Ti, 54 Cr, 55 Mn, 58 Fe). Например, с помощью Я. р. 204 Pb(, 2n) был осуществлен синтез фермия .
Лит.: Блатт Дж., Вайскопф В., Теоретическая ядерная физика, М., 1954; Лейн А., Томас Р., Теория ядерных реакций при низких энергиях, М., 1960; Давыдов А. С., Теория атомного ядра, М., 1958; Мухин К. Н., Введение в ядерную физику, 2 изд., М., 1965; Волков В. В., в кн.: Тр. Международной конференции по избранным вопросам структуры ядра, т. 2, Дубна, 1976, с. 45—65.
И. Я. Барит.
Ядерные силы
Я'дерные си'лы , силы, удерживающие нуклоны (протоны и нейтроны) в ядре. Обусловливают самые интенсивные из всех известных в физике взаимодействий (см. Сильные взаимодействия ). Я. с. являются короткодействующими (радиус их действия ~ 10-13 см , подробнее см. Ядро атомное ).
Ядерные цепные реакции
Я'дерные цепны'е реа'кции , ядерные реакции, в которых частицы, вызывающие их, образуются как продукты этих реакций. Пока единственная известная Я. ц. р. — реакция деления урана и некоторых трансурановых элементов (например, 239 Pu) под действием нейтронов. После открытия (1939) немецкими учёными О. Ганом и Ф. Штрасманом деления ядер нейтронами (см. Ядра атомного деление ) Ф. Жолио-Кюри с сотрудниками, Э. Ферми , У. Зинн и Л. Силард (США) и Г. Н. Флёров показали, что при делении ядра вылетает больше 1 нейтрона:
n+U ® А+В+ u. (1)
Здесь А и В — осколки деления с массовыми числами A от 90 до 150, u > 1 — число вторичных нейтронов. Я. ц. р. впервые была осуществлена Э. Ферми (1942).
Пусть только часть f общего числа вторичных нейтронов может быть использована для продолжения реакции деления. Тогда на 1 нейтрон первого поколения, вызвавший деление, придется К = uf нейтронов следующего поколения, которые вызовут деление, и если К , называемый коэффициентом размножения нейтронов, больше 1, то число таких нейтронов будет возрастать во времени t по закону: n = n u e (K-1) t/ t , где t — время жизни поколения нейтронов. Если К — 1 = 1, то число делений в единицу времени постоянно, и может быть осуществлена самоподдерживающаяся Я. ц. р., Устройство, в котором происходит регулируемая самоподдерживающаяся Я. ц. р., называется ядерным реактором . При достаточно больших значениях К — 1 реакция перестаёт быть регулируемой и может привести к ядерному взрыву .
Рассмотрим Я. ц. р. на природном уране, содержащем практически 2 изотопа: 238 U (99,29%) и 235 U (0,71%), содержание 234 U ничтожно. Ядро 238 U делится только под действием быстрых нейтронов с энергией (x> 1 Мэв и малым эффективным поперечным сечением sд = 0,3 барна. Напротив, ядро 235 U делится под действием нейтронов любых энергий, причём с уменьшением x сечение его деления о резко возрастает. При делении 238 U или 235 U быстрым нейтроном вылетает u~2,5 нейтрона с энергией от 0,1 Мэв до 14 Мэв. Это означает, что при отсутствии потерь Я. ц. р. могла бы развиться в природном уране. Однако потери есть: ядро 238 U могут захватывать нейтроны (см. Радиационный захват ) с образованием 239 U. Кроме того, при столкновении нейтронов с ядром 238 U происходит неупругое рассеяние, при котором энергия нейтронов становится ниже 1 Мэв , и они уже не могут вызвать деление 238 U. Бо'льшая часть таких нейтронов испытывает радиационный захват или вылетает наружу. В результате в этих условиях не может развиться Я. ц. р.
Для возбуждения Я. ц. р. в естественном уране используется замедление нейтронов при их столкновении с лёгкими ядрами (2 H, 12 C и др. замедлители). Оказалось, что сечение деления 235 U на тепловых нейтронах (sд (5) = 582 барна , сечение радиационного захвата в 235 U (с образованием 236 U) sд (5) = 100 барн , а в 238 Usp (8) = 2,73 барна. При делении тепловыми нейтронами n = 2,44. Отсюда следует, что число нейтронов h, которые могут вызвать деление 235 U, приходящееся на 1 поглощённый тепловой нейтрон предыдущего поколения, равно: