| 8695912 9216 5224 943 1чных уровней составного ядра усредняются и угловое распределение испускаемых частиц оказывается, как правило, сферически симметричным.
Частицы - продукты Я. р., как правило, поляризованы. Поляризация возникает и в том случае, когда пучок бомбардирующих частиц не поляризован. Если же он поляризован, то наблюдается азимутальная асимметрия продуктов Я. р. (см. Поляризованные нейтроны, Ориентированные ядра).
Я. р. под действием нейтронов в большинстве случаев протекают с поглощением энергии Q. При Я. р. (п, р) для большинства ядер О невелико (исключение составляют 3Н и 14N). Для Я. р. (п, а) в случае лёгких ядер поглощаемая энергия Q также невелика (исключение составляют 6 Li и 10В), для средних и тяжёлых ядер выделяется небольшое количество энергии. Я. р., в к-рых образуется больше 2 частиц, протекают с поглощением энергии, равной энергии, необходимой для отделения нейтрона от ядра, напр, для Я. р. (п, 2п) она~10 Мэв. Особое место в этом смысле занимает реакция деления тяжёлых ядер, к-рая сопровождается выделением большого количества энергии. Реакция деления для нек-рых ядер (напр., 238U) имеет энергетич. порог (нейтроны должны иметь достаточно большую энергию), связанный с необходимостью преодоления потенциального барьера деления. Деление под действием медленных нейтронов испытывают ядра 235U, 242Ащ, 243Cm, 249Cf (см. Ядра атомного деления).
Для медленных нейтронов осн. процесс - радиац. захват нейтрона - Я. р. (п, -у)' Исключение составляют 3Не и 14N, для к-рых осн. процесс - Я. р. (п, р), а также 6Li и 10В, для к-рых преобладает Я. р. (п, а). У средних и тяжёлых ядер потенциальный барьер препятствует вылету протонов и а-частиц. Область энергий вп медленных нейтронов является резонансной. Большинство ядер обнаруживает резонансный захват при Eп >неск. эв. При Eп<1 эв для большинства ядер эффективное сечение захвата обратно пропорционально скорости нейтронов (закон 1/v).
С увеличением энергии нейтронов Eп уменьшается вероятность резонансного захвата и увеличивается вероятность их упругого рассеяния ядрами (п,п')-Когда En становится больше энергии первого возбуждённого состояния ядра-мишени (десятки и сотни кэв), возможно неупругое рассеяние нейтронов (п,п')-При.Enпорядка неск. Мэв гл. роль играют упругое и неупругое рассеяния нейтронов; становятся заметными Я. р. (п, р) и (п, а), однако их сечения меньше сечения (п, п'). Когда Eп достигает 5-10 Мэв, преобладающую роль играют Я. р. (п, 2п).
Я. р. под действием протонов. Взаимодействию протонов с ядрами препятствует кулоновский барьер, поэтому для лёгких ядер Я. р. с протонами наблюдаются лишь начиная с энергий протонов Ep порядка неск. сотен кэв, а для тяжёлых ядер - неск. Мэв. При малых Ep основная Я. р. - радиационный захват протонов (р, -у), а также упругое (р, р) и неупругое (р, р') рассеяния протонов ядрами. У лёгких ядер в области малых ЕР вероятность Я. р. носит резонансный
характер. У средних и тяжёлых ядер она достигает заметной величины лишь в области энергий, где резонансной структуры нет. В области энергий Ур, близких к высоте кулоновского барьера, наблюдается возбуждение небольшого числа изобар-аналоговых состояний. Сечение Я. р. имеет заметную величину начиная с 0,5 Е0 (Е0 - энергия, соответствующая высоте кулоновского барьера) и монотонно растёт. Я. р. (р, п) становится преобладающей, если составное ядро имеет энергию возбуждения, достаточную для испускания нейтрона с энергией >= 1 Мэв. При дальнейшем увеличении Ер конечное ядро может иметь достаточную энергию для испускания второй частицы. В этом случае наблюдаются реакции (р, 2п) и (р, рп).
Я. р. под действием а-часгиц. Для а-частиц кулоновский барьер ещё выше и достигает для тяжёлых ядер 25 Мэв, При такой энергии налетающей а-части-цы энергия возбуждения ядра ~ 20 Мэв, что достаточно для компенсации не только энергии связи вылетающего нуклона, но и для преодоления кулоновского барьера вылетающим протоном. Вследствие этого реакции (а, п) и (а, р) равновероятны. При увеличении энергии а- частиц наиболее вероятной становятся Я. р. (а, 2п), (а, рп). Резонансная структура энергетич. зависимости сечений этих Я. р. наблюдается только у лёгких ядер и при относительно малых энергиях а-частиц. Продукты Я. р. (а, п) обычно b-актив-ны, для Я. р. (а, р) - стабильные ядра.
Я. р. под действием дейтронов характеризуются наиболее высоким выходом по сравнению с др. Я. р. под действием заряженных частиц. Напр., выход реакции 9Ве (d, n)'°B при энергии дейтрона Ed = 16 Мэв достигает 0,02, а для Я. р. с др. заряженными частицами таких энергий - порядка 10-3 -10-6. Я. р. с дейтронами могут протекать с образованием составного ядра, путём расщепления дейтрона кулоновским полем ядра мишени и прямым механизмом срыва. Эффективные сечения этих трёх процессов примерно одного порядка. Т. к. в дейтроне среднее расстояние между протоном и нейтроном относительно велико, а их энергия связи мала, то при бомбардировке ядер дейтронами наиболее вероятен захват ядром лишь одного из нуклонов дейтрона, тогда как второй пролетает дальше, не испытав взаимодействия с ядром. В этом случае Я. р. осуществляется не внутри ядра, а на его поверхности. Протоны и нейтроны, образующиеся в Я. р. срыва, летят в основном вперёд. Дейтроны, ускоряемые в циклотронах, широко используются для получения радиоактивных нуклидов и интенсивных потоков нейтронов (см. Нейтронные источники).
Я. р. между легчайшими ядрами имеют заметный выход даже при малых энергиях налетающих частиц (порядка 1-10 кэв). Поэтому они могут осуществляться не только бомбардировкой мишени пучком ускоренных частиц, но и нагреванием смеси взаимодействующих ядер до темп-ры ~ 107 К (см. Термоядерные реакции).
Я. р. под действием частиц высоких энергий (значительно больших, чем энергия связи нуклонов в ядре). Частицам с энергией ~ 100 Мэв соответствует X = = 0,43 ф, малая по сравнению со средним межнуклонным расстоянием в ядре (1,9 ф). Это позволяет "зондировать" ядро: в первом приближении можно счи" тать, что влетающий в ядро нуклон взаимодействует в каждый момент времени только с одним нуклоном и при этом так, как будто он свободен. Важная особенность Я. р. под действием частиц высоких энергий - возможность передать даже лёгкому ядру возбуждение ~ 100 Мэв.
При взаимодействии быстрого нуклона с ядром он может испытывать упругое рассеяние и вызывать Я. р. Сечение упругого рассеяния оу плавно зависит от энергии налетающих частиц. Полное сечение взаимодействия быстрых нуклонов ополн меняется в пределах от 2лR2 до лR2. При энергии нуклона > 150 Мэв оу = = '/з а„олн, а сечение Я. р. ор = 2/3 Стполн. Т. о., ядро ведёт себя не как абсолютно поглощающая среда (в этом случае оу = ор). Угловые распределения упруго рассеянных частиц сходны с дифракционной картиной, имеется ярко выраженная направленность вперёд.
Большая энергия налетающей частицы может распределиться между многими нуклонами ядра. При этом часть из них приобретает энергию, достаточную, чтобы покинуть ядро. При взаимодействии частицы высокой энергии с ядром может развиться внутриядерный каскад, в результате к-рого испускается неск. энергичных частиц, а оставшаяся часть оказывается сильно возбуждённым составным ядром, к-рое, распадаясь, испускает частицы малых энергий. Среднее число испускаемых частиц растёт с увеличением энергии первичной частицы. В ходе Я. р., кроме нуклонов, могут (с меньшей вероятностью) испускаться более тяжёлые ядерные осколки (дейтроны, тритоны, а-частицы). Я. р., в к-рой испускается множество заряженных частиц, образует в ядерной фотографич. эмульсии многолучевую звезду. В таких Я. р. образуется большое число разнообразных радиоактивных продуктов, для исследования к-рых применяются методы радиохимии.
Под действием быстрых частиц наблюдают и более простые Я. р.: неупругое рассеяние (р, р'), Я. р. "перезарядки" (р, п), Я. р. "подхвата" (р, d), Я. р. "выбивания" (р, 2р) и др. Вклад этих процессов в полное сечение Я. р. невелик ( ~ 10-20% ). Реакция выбивания протона (р, 2р) оказалась очень удобной для исследования структуры ядер. Измеряя энергию вылетающих протонов, можно определить потерю энергии в Я. р. и энергию связи выбитого протона. В распределении по энергиям остаточных ядер наблюдаются максимумы, соответствующие возбуждённым уровням остаточного ядра. Энергия возбуждения этих уровней достигает 50-70 Мэв, и они соответствуют дырочным возбуждениям глубоких оболочек (см. Ядро атомное).
Кулоновског возбуждение ядер. Протоны и более тяжёлые ионы, движущиеся слишком медленно, для того чтобы преодолеть кулоновский барьер, приближаясь к ядру, создают относительно медленно меняющееся электрич. поле, к-рое действует на протоны ядра. В этих случаях ядро, поглощая электромагнитную энергию, переходит в возбуждённое состояние, а налетающий ион теряет часть своей энергии. Кулоновское возбуждение - одно из осн. средств изучения низколежащих коллективных состояний ядер.
Я. р. под действием фотонов и электронов. Возбуждения ядра с помощью электромагнитного поля (фотоядерные реакции) могут осуществляться при бомбардировке их у-квантами. При малых энергиях у-кванты могут испытывать то |
