| 8695912 9216 5224 943 1лько упругое рассеяние. При энергиях, больших энергий отделения нуклонов от ядра, осн. процессом становится поглощение у-кванта и испускание ядром нуклонов. При поглощении у-квантов с энергиями в десятки Мэв, как правило, образуется составное ядро. При взаимодействии ядра с более энергичными у-квантами большую роль начинают играть прямые процесссы. Величина эффективных сечений фотоядерных реакций - десятки и сотни мбарн.
Электроны, взаимодействуя с протонами ядра, могут испытывать упругое и неупругое рассеяние, а также выбивать протоны из ядра. Исследование упругого рассеяния электронов позволило получить детальные данные о распределении электрич. заряда в ядре.
Я. р. с участием мезонов, гиперонов и античастиц. В Я. р. под действием нуклонов, энергия к-рых больше порога рождения мезонов, возможно испускание мезонов, к-рые могут также вызывать Я. р. и участвовать в развитии внутриядерного каскада. Наиболее изучены Я. р. на я-мезонах. Многие Я. р., вызываемые пионами, похожи на соответствующие Я. р. под действием нуклонов, напр, неупругое рассеяние (я, я'), перезарядка (я+, я°), (я-, л°) и выбивание [(я, яр), (я, яп), (я~, я<1)] и др. Однако есть др. Я. р. с участием пионов, не имеющие аналогов в нуклоно-ядерном взаимодействии. К ним относится реакция двойной перезарядки пионов (я-, я+), Я. р. поглощения пионов (я+, 2р), (я-, 2п). Изучение этих Я. р. позволяет исследовать корреляции нуклонов в ядре.
Я. р. с тяжёлыми ионами. Для тяжёлых ионов (Z> 2) в качестве налетающих частиц потенциальный кулоновский барьер Ео в Z раз больше, чем для протонов, и поэтому необходимо, чтобы энергия иона, приходящаяся на 1 нуклон ядра, превышала неск. Мэв (тем больше, чем больше Z мишени). Эффективное сечение Я. р. с тяжёлыми ионами, обладающими энергией Е>1,2Л, даётся выражением: о = лR2(1 - E0/E), где
R = 1,4(A11/3+ А21/3).
Это соответствует классич. представлениям о соударении двух заряженных чёрных шаров радиусом R, При энергиях E < E0 Я. р. осуществляются за счёт туннельного просачивания через барьер (см. Туннельный эффект). В этом случае аЕ где RO - сумма радиусов взаимодействующих ядер, о>о - кривизна барьера. Налетающие ионы могут и не вызвать Я. р., а испытать упругое рассеяние в поле ку-лоновских и ядерных сил. Угловое распределение ионов при упругом рассеянии (при X иона порядка расстояния макс, сближения с ядром) имеет дифракционный характер. При меньших X дифракционная структура исчезает. Энер-гетич. зависимость эффективных сечений для Я. р. тяжёлыми ионами носит, как правило, нерезонансный характер. Исключение составляет упругое рассеяние. В энергетич. зависимости эффективного сечения упругого рассеяния ЬЫ на 6Li,12С на 12C, 14N на 14N, 16О на 14N и др. в. интервале энергии Eo~5 - 35 Мэв наблюдаются резонансы с шириной порядка неск. Мэв и более тонкая структура.
Я. р. с тяжёлыми ионами характеризуются большим числом выходных каналов. Напр., при бомбардировке 232Th ионами 40 Аг с энергией 379 Мэв образуются ядра Са, Аг, 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 к-рых происходит передача малого числа частиц или малой части энергии, наз. мягкими соударениями. Их теория имеет много общего с теорией прямых реакций. Я. р., в к-рых происходит передача значит, массы или энергии, наз. жёсткими соударениями или глубоко неупругими передачами. Угловые распределения продуктов этих Я. р. резко асимметричны; лёгкие продукты вылетают преим. под малыми углами к ионному пучку. Энергетич. распределение продуктов Я. р. имеет широкий максимум. Кинетич. 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 РЬ и Bi с ионами 40Аг, 50Ti, 54Cr, 55Mn, 58Fe). Напр., с помощью Я. р. 204 Pb (4018Ar, 2n)242100Fm был осуществлён синтез фермия.
Лит.: Б л а т т Д ж., 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; М у х и н 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, 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 ~ Ю-13см, подробнее см. Ядро атомное).
ЯДЕРНЫЕ ЦЕПНЫЕ РЕАКЦИИ, ядерные реакции, в к-рых частицы, вызывающие их, образуются как продукты этих реакций. Пока единственная известная Я. ц. р. - реакция деления урана и нек-рых трансурановых элементов (напр., 23ЭРи) под действием нейтронов. После открытия (1939) нем. 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 + v. (1)
Здесь А и В - осколки деления с массовыми числами А от 90 до 150, v > 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, придётся К = vf нейтронов след, поколения, к-рые вызовут деление, и если К, наз. коэффициентом размножения нейтронов, больше 1, то число таких нейтронов будет возрастать во времени ? по закону: га = пое(к-1)t/т, где i - 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 к-ром происходит регулируемая самоподдерживающаяся Я. ц. р., наз. 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: 238U (99,29% ) и 235U (0,71% ), содержание 234U ничтожно. Ядро 238и делится только под действием быстрых нейтронов с энергией Е> 1 Мэв и малым эффективным поперечным сечением од = 0,3 барна. Напротив, ядро 235U делится под действием нейтронов любых энергий, причём с уменьшением Е сечение его деления а резко возрастает. При делении 238U или 235U быстрым нейтроном вылетает v ~ 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 238U могут захватывать нейтроны (см. Радиационный захват) с образованием 239U. Кроме того, при столкновении нейтронов с ядром 238U происходит неупругое рассеяние, при к-ром энергия нейтронов становится ниже 1 Мэв, и они уже не могут вызвать деление 238U. Большая 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 естеств. уране используется замедление нейтронов при их столкновении с лёгкими ядрами (2Н, 12С и др. замедлители). Оказалось, что сечение деления 233U на тепловых нейтронах од(5) = 582 барна, сечение радиационного захвата в 233U (с образованием 23S U) стр(5) = 100 барн, а в 238U ор(8) = 2,73 барна. При делении тепловыми нейтронами v = 2,44. Отсюда следует, что число нейтронов Т|, к-рые могут вызвать деление 25U, приходящееся на 1 поглощённый тепловой нейтрон предыдущего поколения, равно:
[30-31-5.jpg]
Здесь PS/PS - отношение концентраций 238U и 235U. Это означает возможность развития Я. ц. р. в смеси природного урана с замедлителем.
Однако при делении на тепловых нейтронах рождаются быстрые нейтроны, которые, прежде чем замедлиться до тепловой энергии, могут поглотиться. Сечение радиац. захвата 238U имеет резонансный характер, т. е. достигает очень больших значений в определённых узких интервалах энергии. Роль резонансного поглощения в Я. ц. р. на тепловых нейтронах в однородных (гомогенных) смесях урана и замедлителей была впервые исследована Я. Б. Зельдовичем и Ю. Б. Харитоном в 1940. В однородной смеси вероятность резонансного поглощения слишком велика, чтобы Я. ц. р. на тепловых нейтронах могла осуществиться. Эту трудность обходят, располагая уран в замедлителе дискретно, в виде блоков, образующих правильную решётку. Резонансное поглощение нейтронов в такой гетерогенной системе резко уменьшается по 2 причинам: 1) сечение резонансного поглощения столь велико, что нейтроны, |
