WWW.NET.KNIGI-X.RU
БЕСПЛАТНАЯ  ИНТЕРНЕТ  БИБЛИОТЕКА - Интернет ресурсы
 

Pages:     | 1 |   ...   | 3 | 4 || 6 | 7 |   ...   | 9 |

«ТОМНАЯ ФИЗИКА ТОМ ВТОРОЙ ЭЛ ЕКТРОН Н АЯ О Б О Л О Ч К А АТОМА И АТОМ НОЕ ЯД РО ИЗДАНИЕ ВТО РО Е, П Е РЕРАБО ТА Н Н О Е Допущено Министерством высшего образования ...»

-- [ Страница 5 ] --

Эта однородность экспериментально проявляется отчётливее всего РАД ИОАК ТИВНОСТЬ [гл. XIX в резкости линий магнитных спектров а-частиц, которые пока­ зывают, что каждый а-излучатель испускает одну или несколько строго «монохроматических» (точнее «моноэноргетических») групп а-частиц. По ширине линий в магнитных спектрах а-ча­ стиц можно утверждать, что относительный разброс энергии в каждой группе а-частиц, т. е. отношение АЕ /Е, во всяком случае меньше 10-4. Теоретическая оценка степени однородности а-частиц даёт для А Е /Е ещё значительно меньшую величину.

Эту оценку можно получить следующим простым способом. Как мы видели в § 233, между средним временем пребывания в воз­ буждённом состоянии т и неопределённостью энергии имеет место соотношение x-AE^h. (261,1) Время х в данном случае есть величина, обратная радиоактив­ ной постоянной X; следовательно, оно, вообще говоря, очень велико. Но даже в самом неблагоприятном случае короткоживущих радиоэлементов для АЕ получаем очень малую величину.

Например, для R a C '- c ^ lO -4, откуда Д Е ~ 10-22, а так как энергия а-частицы RaC' равна 12 • 10"® эрг, то Е Механизм возникновения у-лучей, сопровождающих а-распад, можно представить себе следующим образом. В результате испу­ скания а- или [3-частицы возникает новое ядро, которое может находиться в возбуждённом состоянии. Переход из этого возбу­ ждённого состояния в нормальное сопровождается электромагнит­ ным излучением, подобно тому, как это имеет место в электрон­ ной оболочке. Это электромагнитное излучение и есть у-лучи.



Среднее время пребывания ядра в возбуждённом состоянии для испускания у-лучей, оцениваемое различными способами, — порядка 10~1 сек. Как видно, эта величина неизмеримо меньше средней продолжительности жизни для распада ядра.Поэтому ядро-про­ дукт в подавляющем большинстве случаев перейдёт в нормаль­ ное состояние с испусканием у-лучей гораздо раньше, чем произойдёт его распад. Из этого следует, что у-лучи будут испу­ скаться одновременно с распадом исходного ядра, но принад­ лежат они не исходному ядру, но ядру-продукту. Поэтому, говоря о у-лучах, целесообразно указывать оба ядра и, например, говорить о у-лучах Ra — Rn. В этом примере а-частица испу­ скается радием, а сопровождающие её у-лучи возникают при квантовом переходе в ядре радона.

-ЛУЧИ, СОП РОВОЖ Д АЮ Щ И Е а-РАСПАД § 261] Используем тот же пример для дальнейших рассуждений.

Радий распадается, выбрасывая а-частицу; возникающее при этом ядро радона может оказаться либо в нормальном, либо в воз­ буждённом состоянии. Очевидно, однако, что энергия а-час,тицы равна разности между энергией исходного ядра и ядра-продукта, т. е. в нашем примере — разности энергий ядра радия и ядра радона. Если поэтому в результате превращения ядра радия ядро радона оказалось в возбуждённом состоянии, то энергия а-частицы, испущенной радием, будет меньше, чем в случае, когда ядро радона возникает в нормальном состоянии. На самом деле, магнитный анализ энергетического спектра а-частиц радия показывает, что имеется две группы а-частиц с энергиями 4,793 • 10® eV и 4,612 • 10еeV. Для того чтобы при помощи этих цифр найти энергию распада, необходимо принять во внимание, что при вылете а-частицы ядро испытывает отдачу, подобно орудию при вылете снаряда. Поэтому энергия распада в каждом случае равна энергии испущенной частицы плюс энергия отдачи ядра-продукта. Если учесть это обстоятельство, то для энергии рас­ пада в рассмотренных двух случаях получается 4,879 и 4,695 MeV.

Разность этих энергий равна l,8 4 «1 0 5eV; она должна быть как раз равна разности нормального и возбуждённого уровней ядра-продукта, а следовательно, энергии у-фотона, испускаемого в превращении R a —Rn (и принадлежащего Rn). Опыт показы­ вает, что энергия у-фотона Ra —» Rn действительно равна 1,89 • 105eV — совпадение с разностью энергий 1,84 • 10* eV вполне удовлетворительное.

Другим, более сложным и более интересным примером может служить превращение ThC—ThC". Магнитный анализ а-лучей ThC обнаружил 5 групп а-частиц со следующими энергиями (при­ водятся энергии распада, т. е.

энергии а-частиц плюс энергии ядра отдачи):

Т а б л и ц а XLVI

–  –  –

В следующей таблице сопоставлены разности энергий а-частиц с известными энергиями у-фотонов (обратить внимание на раз­ личие порядков величины в цифрах таблиц X L Y I и XLVII).

408 РАДИОАКТИВНОСТЬ {гл Х1Х

–  –  –

Из этой таблицы следует, что в тех случаях, когда разности энер­ гий можно сопоставить линии у-спектра, совпадение энергий превосходное. Это показывает, что изучение энергетического спектра а-частиц позволяет устанавливать систему уровней энер­ гии ядра. На рис. 336 приведена схема уровней энергии ядра ThC", построенная по данным предыдущей таблицы, и показаны переходы, ведущие к испусканию у-лучей.

Рис. 336. Схема уровней энергии ядра ThC". (Числа слева дают процент частиц в данной группе; спра­ ва—энергию по отношению к среднему уровню.) В рассмотренных примерах главная группа а-частиц, т. е.

наиболее интенсивная группа, обладала наибольшей энергией.

Имеются, однако, случаи, когда наряду с главной группой имеются группы не с меньшей, а с больш энергией. Это именно те случаи, ей когда наблюдаются длиннопробежные а-частицы. Длиннопробеж­ ные а-частицы испускаются радиоактивными элементами, облаТ-ЛУЧИ, СОП РОВО Ж Д А Ю Щ И Е а-РАСПАД 261] дающими очень малыми периодами полураспада, что, как мы увиим, существенно для понимания причин их возникновения.

Механизм возникновения длиннопробежных а-частиц таков. Если «сходное ядро (возникающее в результате предшествующего расгада) находится в очень сильно возбуждённом состоянии, то дароятность непосредственного «ускользания» а-частицы с высокоюзбуждённого уровня вследствие существенного уменьшения 1 _____ f У (U - E ) dr, стоящего в показателе формулы (260,6), очень сильно возрастает (рис. 337). Такое сильно возбужденное ядро может либо перейти в нормальное состояние с испусканием у-лучей, либо испытать а-распад путём туннельного перехода непо­ средственно с верхнего возбуждённого уровня ядра, причём вы­ брасываемая в этом случае а-частица будет обладать значительно большей энергией по сравнению с основной группой, т. е. будет длиннопробежной. Отношение вероятностей обоих процессов равно обратному отношению средних продолжительностей жизни для испускания у-лучей и для а-превращения JL. } г1 Если принять среднюю продолжительность жизни для испускания у-лучей - :1= 10-1а сек., то в случае, когда t 2 окажется порядка 10 7 сек. (как это имеет место у ThC"), получим 410 РА Д И ОА К ТИ ВН ОСТЬ гл. XIX В этом случае можно, следовательно, ожидать, что примерно одна из 10е а-частиц будет длиннопробежной. Существенно обра­ тить внимание на то, что при таком механизме наблюдаемые а-лучи возникают в ядрах самого а-излучателя, а не в ядрах-про­ дуктах его распада, как в рассмотренном ранее случае а-частиц

- меньшей энергией. Таким образом, сопоставление энергий рас­ с пада для а-частип основной группы и для длиннопробежных долж­ но дать схему уровней энергии исходного ядра, а не ядра-продукта.

О бращ аясь к экспериментальным данным, следует сказать, что наиболее определённое подтверждение этой теории имеется в случае T hC '.

Здесь известны следующие группы а-частиц:

–  –  –

10* 8,947 Е0 9,673 Е1 10,744 190 Е,

Сопоставление разностей энергии с энергиями фотонов таково:

–  –  –

1 случае а-частиц R aC ' магнитный анализ обнаружил, помимо основной, 12 групп длиннопробежных а-частиц (см. табли­ цу X L V II1 ). Между этими 13 значениями энергии возможны — - 12 = 7 о различных комбинаций, что позволяет ожидать нали­ 13 • г,о 2 * __ — чия большого числа линий в успектре RaC'. Это имеет место на самом деле. Однако только для двух из них можно подобрать соответствующую комбинацию энергий а-частиц, именно:

–  –  –

Совпадение опять превосходное. Но для остальных у-линий нельзя юдобрать соответствующих комбинаций энергий а-частиц. Тем ю менее наблюдаемые совпадения столь близки, что расхождения ледует отнести скорее за счёт несовершенства применявшихся ю последнего времени экспериментальных методов.

§ 262. p-распад и [3-спектры Обратимся теперь к ^-распаду. Естественно-радиоактивные 3-излучатели испускают отрицательные электроны. Искусственго-радиоактивные изотопы, как правило, также ^-активны, )Днако наряду с изотопами, испускающими в процессе рацюактивного распада электроны, имеются также изотопы, испу­ скающие позитроны, т. е. положительные электроны. Первые можю назвать ^"-активными, вторые — -активными, по характер процесса в обоих случаях— -одинаковый.





В предыдущей главе были приведены убедительные факты и со­ ображения, показывающие, что ни электронов ни позитронов а ядре быть не может. Его элементарными единицами являются только протоны и нейтроны. Эти частицы необходимо рассматри­ вать как элементарные, так как, если бы, например, считать ней­ трон составленным из протона и электрона, то, поскольку наряду : ^-активностью наблюдается также и 3+ -активность, пришлось бы [ротон рассматривать, в свою очередь, как составленный из ней­ трона и позитрона.

Для объяснения [i-распада была выдвинута гипотеза о том, что электроны [З-активных веществ возникают в процессе превращения [гл. XIX 412 РАД И ОАК ТИ ВНОСТЬ нейтрона в протон, которое следует рассматривать как своеобраз­ н й квантовый переход, подобно тому как возникновение фото ы нов в электронной оболочке является результатом соответству ющего квантового перехода. Это представление является в насто­ ящее время общепринятым. Ввиду наличия как Р, так в ”р+-активности следует рассматривать двоякого рода процессы превращения элементарных частиц, происходящие в ядре: пре­ вращение нейтрона в протон с испусканием ^"-электронов и превращение протона в ней трон с испусканием ( +3 -электронов или позитронов.

Рис. 338. Часть fi-спектра RaB.

В отличие от а-распада, механизм которого в существен­ ных чертах разъяснён, {3-распад до сих пор представляет со­ бой труднейшую и далеко не разрешённую проблему теоретиче­ ской физики.

Наиболее характерная особенность p-распада связана со спек трами p-электронов. Если исследовать распределение энергии между этими электронами при помощи магнитного спектрографа с поперечным однородным магнитным полем, то получаются;

спектры, состоящие из сплошного фона, на который накладыва ются отдельные резкие линии (рис. 338)' Долгое время эти резкие линии приписывались ^-электронам распада; однако более внима тельное исследование показало, что они на самом деле возникают в результате вторичного процесса, а именно,—что они принадлежа!

электронам, которые освобождаются у-лучами из оболочки т оге самого атома, в котором эти улучи возникли (так называемая «внутренняя конверсия» у-лучей см. § 268). Что же касается, спектров p-электронов распада, то в отличие от спектров а-лучег они оказались сплошными.

Общий характер ^-спектров таков: во всех случаях он имеют резкую границу со стороны больших энергий, затем крива* поднимается до максимума, после чего—спадает к нулю. Э с т означает следующее: в отличие от а-частиц, которые испускают ся различными атомами одного и того же вещества в с сегд с определённой энергией р-частицы испускаются со всевозмож, ными энергиями, начиная от некоторой определённой верхн ей границы и до нуля. Существование верхней границы является i 262] 413 0-РАСПАД И Р-СПЕКТРЫ весьма важным фактом: кривые, изображающие р-спектр, не приближаются к оси абсцисс асимптотически, но пересекают её в определённом месте, указывая тем самым на существование максимальной энергии {3-частиц.

.Эти особенности p-спектров имеют место не только в случав тяжёлых естественно-радиоактивных элементов (как, например, у RaE), но и в случае лёгких естественно-радиоактивных изотопов, например К40, как показали Б. С. Джелепов, Коцьёва и Воробьёв (рис. 339), а также у всех искусственно получаемых [З-радиоактивных изотопов, как видно из рис. 340, где приведены р-спектры Г Л Д И О Л К Т И Н Н О С 'Г Ь [гл. XIX изотопов Р 3 (позитроны) и А Р 8 (электроны), 0 полученные А. И. Алихановым, А. И. Алихапяном и Б. С. Джелеповым. Сле­ дует заметить, что все указанные выше особенности отчётливее всего проявляются именно в ^-спектрах лёгких изотопов, так как в случае тяжёлых изотопов электростатическое поле ядра существен­ но искажает p-спектры, особенно в области малых энергии.

Сплошной характер 8-спектра представляет собой факт в вц шей степени загадочный. Возникает естественный вопрос, почем \ электроны, испускаемые ядрами, обладают всевозможными энер­ гиями, начиная от нуля, в то время как поразительная опреде­ лённость энергетических состояний ядра представляет одну из характернейших особенностей ядерной физики? Вспомним, на­ пример, об определённости уровней RaC', возникающего из пред­ шествующего элемента именно путём ^-распада (стр. 406).

Для объяснения этого странного парадокса можно выдвинуть различные гипотезы:

1. При каждом ^-превращении испускается два {3-электрона, которые в сумме обладают должной энергией, но распределяют её между собой произвольным образом. Эта гипотеза опровергается тем, что при p-превращении заряд ядра изменяется на одну, а не на две единицы.

2. Электроны испускаются с определённой энергией, равной разности энергий ядра до и после превращения, но растрачивают часть своей энергии внутри радиоактивного препарата. И эта гипотеза опровергается точными калориметрическими опытами, при которых препарат (радий Е), заключённый в свинцовую оболочку, помещался в калориметр с толстыми медными стен­ ками, и измерялось выделение энергии за определённый про­ межуток времени. Так как препарат был помещён в оболочку, заведомо непроницаемую для ^-лучей, то необходимо было ожи­ дать, что вся энергия, выделяемая при распаде, останется внутри оболочки. В таком случае, если бы гипотеза была верна,— средняя энергия, приходящаяся на один акт распада, должна была бы рав­ няться максимальной энергии в ^-спектре. В действительности же она оказалась с поразительной точностью совпадающей не с макси­ мальной, но со средней энергией в сплошном 8-спектре.

Описанные калориметрические опыты, многократно повторяв­ шиеся различными исследователями с большой точностью, не с тем же результатом, создали крайне тяжёлое положение, так как они, казалось бы, с полной очевидностью показали, Что часть энергии исчезает неизвестно куда. Некоторые физикиидеалисты поэтому / высказали гипотезу, что при ^-распаде закон сохранения энергии не имеет места. Но эта гипотеза J решительно опровергается тем, что ни в одном процессе, вклю­ чая все остальные ядерные превращения и взаимодействия между материей и излучением, не только никогда не наблюдались отсту

НЕЙТРИНО

ления от закона сохранения энергии, но, наоборот, во всех лучаях он подтверждался с безукоризненной точностью.

Далее, эта гипотеза опровергается также и фактами, непосредтвенно' относящимися к ^-спектрам. Сюда принадлежит, прежде сего, упомянутое наличие верхней границы [3-спектра. Если найти

•азвость энергий ядер до и после ^-превращения, то с точки зреия закона сохранения энергии необходимо ожидать, что энергия

-частиц будет равна именно этой разности. Изучение ^-спектров '(оказывает, что энергия, соответствующая верхней границе, очно удовлетворяет этому требованию. Однако наряду с этим, притом в значительно большем количестве, встречаются элекроны, обладающие меньшей энергией. Если бы электроны могли спускаться с любыми энергиями вне зависимости от закона сохраения, то непонятно, почему они не испускаются с энергиями, ольшими верхней границы, т. е. почему они только теряют нергию неизвестно куда, но не могут приобретать её?

Далее, к числу фактов, подтверждающих сохранение энергии ри 3-распаде, относятся энергетические соотношения в так назыаемой «торневоп вилке»:

В 1 т Ь С '“ ТЬС T hB ^T hD.

* ThC"^ )чевидно, что сумма энергий, выделяемых при распаде по верхему пути, должна равняться сумме энергий, выделяемых при аспаде по нижнему пути, и обе эти суммы должны быть равны азности энергий ThC—ThD. Опыт показывает, что это имеет (есто на самом деле, если за энергию p-превращения принять тксималъную энергию в 3-спектре; тогда получается

–  –  –

Выход из затруднения, описанного в предыдущем параграфе, ыл указан гипотезой, предложенной Паули, согласно которой гри каждом ^-превращении одновременно с p-электроном испукается ещё другая частица, не имеющая заряда и облада ющая iaccoii, значительно меньшей массы электрона; такие гипотеяческие частицы были названы нейтрино, что означает «маРАДИОАКТИВНОСТЬ (гл. XIX леиький нейтрон» (см. § 241). Благодаря своей ничтожной массе, а также отсутствию заряда, нейтрино практически совершенно не поглощаются веществом. Поэтому ни свинцовая оболочка пре­ парата, ни толстые стенки калориметра не могут их задержать.

По тем же причинам наблюдать непосредственно эти частицы невозможно. Были сделаны попытки обнаружить ионизацию, вы ­ зываемую радиоактивным препаратом после того, как все его [3-лучи заведомо поглощены. Для этой цели использовался очень сильный препарат, содержавший 5 г радия, а излучение фильтро­ валось слоем свинца толщиной до 1 м Опыты делались глубоко \ под землёй для того, чтобы свести к минимуму ионизацию, созда­ ваемую космическими лучами (см. гл. X X III). Эти опыты и по­ следующие расчёты показали, что если нейтрино и обладают способностью к ионизации, то эта ионизация совершенно ни­ чтожна: не более одной пары ионов на 500 км пути в воздухе.

Однако косвенные соображения, помимо несохранения энергии в системе ядро—[ -3частица, весьма убедительно свидетельствуют в пользу существования третьей частицы, выбрасываемой при [3-распаде. В § 238 мы видели, что спин ядра зависит только от массового числа: для чётных массовых чисел спин всегда цело­ численный, для нечётных—половинный. При [-превращении мас­ совое число не изменяется; следовательно, должен сохраниться и характер спина. Но так как (3-электрон уносит с собой спнн, равный У то одновременно с ним должна испускаться и другая 2, частица, также обладающая спином, равным У. Отсюда следует, %

- что если допустить существование нейтрино и приписать ем у спин, равный У, то затруднение со спином также будет пол­ % ностью устранено.

Хотя непосредственное экспериментальное обнаружение н ­ ей трино, например по фотографиям их трэков в камере Вильсона, невозможно, существует путь экспериментального подтверждения гипотезы о существовании нейтрино, основанный на изучении импульсов частиц, принимающих участие в [3-распаде. Суть дел а заключается в следующем. При вылете [3-частицы, как и при вы ле­ те а-частицы, ядро должно испытать отдачу. Если [3-распад состоит в выбрасывании только одной частицы—электрона (или позитро­ на), то в силу закона сохранения количества движения импульс ядра отдачи должен быть равен и противоположен импульсу выбрасываемой частицы так, чтобы векторная сумма обоих импуль­ сов равнялась нулю. Если же при [3-распаде выбрасываются одно­ временно две частицы — электрон и нейтрино,— то должна бы ь т равна нулю векторная сумма трёх импульсов — электрона, ней три­ но и ядра отдачи (рис. 341). Представим себе теперь, что нам уда­ лось непосредственно измерить не только энергию [3-частипы, но также импульсы [3-частицы и ядра отдачи, и притом как п о величине, так и по направлению. Если при этом окажется, что §263] НЕЙТРИНО векторная сумма обоих импульсов не равна нулю, т. е. что ядро, «выстреливая» [3-частицу, отскакивает в сторону, а не в прямо противоположном [3-частице направлении, то это и будет убеди­ тельным доказательством существования нейтрино.

Однако опыты в такой отчётливой форме крайне трудны, и лишь в самое последнее время (1948 г.) были сделаны удачные попытки обнаружения нейтрино подобного рода прямыми опытами.

Поэтому в других опытах был использо­ ван менее прямой и со­ ответственно менее убе­ дительный путь обнару­ жения нейтрино: в этих опытах изучалось рас­ пределение ядер отдачи только по энергиям.

В самом деле, из кри­ вой распределения элек­ тронов по энергиям Рис. 341. К закону сохранения количества (см. кривые на рис. движения при [-распаде с участием ней J трино.

339—340) можно найти кривую их распределения по импульсам, пользуясь соотно­ шением между импульсом и энергией. Если в процессе [3-рас­ пада участвуют только две частицы—электрон и ядро от­ дачи,—то кривая распределения последних по импульсам долж­ на итти параллельно кривой распределения электронов ввиду того, что в этом случае импульс ядра отдачи должен быть численно равен импульсу электрона. Если же при [3-распаде, кроме элек­ трона, вылетает ещё третья частица, т. е. нейтрино, то кривая распределения ядер отдачи по импульсам будет отличаться от соответствующей кривой для электронов, а потому и кривая распределения по энергиям должна быть иной. Например, в слу­ чае если из ядра вылетает только электрон, то при малой энергии последнего будет соответственно мала и энергия ядра отдачи;

если же вместе с электроном вылетает и нейтрино, то ввиду того, что сумма энергий электрона и нейтрино должна быть постоянна и равна верхней границе [3~спектра, при малой энергии электрона будет соответственно велика энергия нейтрино, и ядро получит большую отдачу, обусловленную в этом случае главным образом импульсом нейтрино.

Экспериментальная задача точного исследования распределе­ ния по энергиям медленных ядер отдачи [3-распада не легка.

Впервые удачный путь для её разрешения был указан совет­ ским физиком А. И. Лейпунским, опыт которого послужил прообразом для последующих экспериментальных работ. В опыте Лейпунского в качестве [-излучателя был использован лёгкий 27 Э. В. Шпольский, т. II [гя. XIX 418 РАДИОАКТИВНОСТЬ

–  –  –

движения захваченный электрон должен изменить полный спин ядра, а так как массовое число не меняется, то это противоречило бы уже известной нам связи между массовым числом и спином (см. стр. 332). Выгодная для эксперимента особенность нейтрино, выбрасываемых при iif-захвате, состоит в том, что все они испу­ скаются с одной и той же энергией. В самом деле, при обыкно­ венном p-распаде вылетают две частицы: электрон и нейтрино, между которыми и распределяется полная энергия распада.

Наоборот, при i f -захвате из ядра вылетает только одна частица, именно нейтрино, уносящая опять-таки полную энергию распада.

Поэтому и ядра отдачи должны все иметь одинаковую энергию и одинаковый по величине импульс. Этим чрезвычайно удобным для постановки эксперимента свойством ядер отдачи К -захвата и предложили воспользоваться Алиханов и Алиханян, по проекту которых опыт следовало поставить с i f -активным изотопом берил­ лия 4 Ве7, т. е. с одним из самых лёгких ядер периодической системы.

Нетрудно подсчитать энергию, которую должно приобрести ядро вследствие вылета нейтрино.

Действительно, в результате захвата К -электрона ядром 4 Ве7 атомный номер^этого ядра умень­ шается на 1 единицу, и возникает ядро sL i7 :

«Ве7 »Li7- v (JP = 43 дня).

fИзвестно, что масса Ве7 больше массы L i7 (Be7= 7,01916, L i7= 7,01822). Принимая во внимание, что ядро Ве7 в данном случае поглощает электрон своего собственного атом а, энергию, освобождаемую при реакции и уносимую нейтрино, найдём, умно­ жая разность масс атомов Ве7 и L i7 на с* или, если хотим сразу выразить эту энергию в MeV,—на 931 (см. § 243). Итак, \ = (7,01916- 7,01822) • 931 = 0,00094. 931 = 0,87 MeV.

Импульс нейтрино в предположении, что его'1 масса покоя

–  –  –

благоприятных случаях,— одноатомного слоя. Благодаря этому устранялся источник ошибок, связанных с торможением ядер отдачи в самом препарате. Расположение опыта показано на рис. 344; р-частицы, вылетавшие из источника S, реги­ стрировались счётчиком Гейгера G, причём импульсы счётчика приводили в действие генератор С, создававший на экране катод­ ного осциллографа К развёртку в виде горизонтальной прямой.

\томы отдачи, срывавшиеся с источника в виде ионов, реги­ стрировались, как и в опытах Аллена, электронным умножителем В, импульсы которого после усиления подавались на другую пару отклоняющих пластинок катодного осциллографа.

Таким образом, каждый импульс, отмечавший прибытие в умножитель иона отдачи, давал на экране осциллографа зигзаг на горизон­ тальной прямой развёртки. Так как скорость ионов отдачи мала по сравнению со скоростью р-частиц, то сигнал умножителя запаздывал по отношению к сигналу счётчика Гейгера, и в зави­ симости от величины этого запаздывания зигзаг появлялся в том или ином месте прямой развёртки. Благодаря этому по положению зигзага можно было непосредственно определять скорость иона отдачи. "Счётчик Гейгера мог располагаться в че­ тырёх положениях, соответствовавших четырём различным углам между ла пра влениями вылета р-частицы и иона отдачи: 180°, 135°, 90° и 45°.

С этой установкой проверка существования нейтрино могла осуществляться двумя способами:

422 РА ДИО АКТИВНОСТ Ь XIX [ГЛ.

1. Если при p-распаде вылетает только одна частица, т. е.

электрон (или позитрон), то по закону сохранения импульса направления полёта р-частицы и иона отдачи должны быть прямо противоположны; поэтому умножитель должен давать сигналы только в положении счётчика 180°. Опыт же показал, что счётчик даёт далеко выходящее за пределы случайных ошибок количество

–  –  –

сигналов при любых положениях счётчика вплоть до 45°. Это прямо показывает, что, как было разъяснено выше, при акте ^-распада вылетает не одна, но (по крайней мере) две частицы.

2. Благодаря тому, что установка позволяла непосредственно определять скорость иона отдачи, можно было произвести коли­ чественное сравнение между теоретически вычисленным и экспери­ ментально найденным распределением ионов отдачи по импуль­ сам при различных углах. При этом для угла 180° можно было

П ОГЛ О Щ ЕН И Е И РА С С Е Я Н И Е т-ЛУЧЕЙ

264] вычислить распределение как с учётом нейтрино, так и в предпо­ ложении его отсутствия. Из рис. 345 видно, что кривая, вычис­ ленная в предположении отсутствия нейтрино, резко расходится с экспериментальной, тогда как совпадение с кривой, вычисленной с учётом нейтрино, очень хорошее. При меньших углах, как видно из того же рисунка, совпадение всё в большей степени рас­ страивается по мере того, как угол уменьшается. Однако наиболь­ ший вес следует придавать совпадению именно при 180°, так как при этом условии ионы отдачи имеют наибольшую энергию, и по­ тери энергии при отрывании ионов отдачи от поверхности сказы­ ваются в наименьшей степени.

Таким образом, можно утверждать, что в настоящее время имеются весьма убедительные данные (см. также стр. 495), сви­ детельствующие в пользу существования нейтрино, т. е. в поль­ зу точного сохранения энергии при (3-распаде.

В заключение заметим, что масса нейтрино может быть непо­ средственно определена при помощи некоторых ядерных реакций.

Однако получаемое таким путём число включает ошибку, в 10 — 20 раз превосходящую определяемую массу нейтрино.

Поэтому в настоящее время известно только то, что масса нейтрино во всяком случае значительн меньше массы электрона.

§ 264. Поглощение и рассеяние у-лучей v-лучи представляют собой коротковолновое электромагнитвое излучение. Длину волны мягких у-лучей можно определить до методу отражения от кристалла. Вследствие малой величины этой длины наиболее подходящей единицей для её измерения является единица X, применяемая в спектроскопии рентгеновских лучей (см. т. I, § 35):

1 X = 10“* А = 10- 1 см.

Измеренные непосредственно длины волн улучей выражаются десятками или сотнями X ; наиболее короткая длина волны, изме­ ренная таким образом, равна 16 X ; угол диффракции в этом случае составляет всего 9,8'. В дальнейшем нас будут в большей степени интересовать не длины волн, но энергии фотонов -hv, которые мы будем выражать в электрон-вольтах или в миллионах электрон-вольт (MeV). Например, длине волны в 16 X отвечает энергия фотона 6,62 • 10-27 • 2,99 1010 16 • 10-““ " = 1,24 • 10 6 эрг = 7,78 • 103 eV = 0,778 MeV.

424 [гл. XIX

РА ДИ0АКТИВНОСТ Ь

Для очень высоких частот за единицу энергии можно взять энер­ гию покоя (собственную энергию) электрона т 0 = 9,106 • 10-*8 • 8,988 • 102° = 8,108. 10~7 эрг = = 5,108.1 0‘ eV = 0,5108 MeV.

При прохождении у-лучей через вещество наблюдается ряд явлений, которые мы и рассмотрим. Если энергия фотона меньше I MeV, то эти янлення ограничиваются фотоэлектрическим погло­ щением и рассеянием; при энергии фотона, большей 1 MeV, наблю­ дается, кроме того, своеобразное явление образования пар, кото­ рое будет рассмотрено в следующих п араграф ах.

Если однородный параллельный пучок у-лучей проходит чере»

слой вещества толщиной х см, то ослабление его следует тому же экспоненциальному закону, как и ослабление рентгеновских луч1* (т. 1, § 31):

й / = / 0е-и*. (264,1) Коэффициент ц, имеющий размррность [см~г], называется коэф­ фициентом ослабления. Поскольку ослабление может быть обус­ ловлено различными физическими явлениями (папример, фото­ эффектом и рассеянием), целесообразно представлять Ц в виде суммы Н = Р-i + hs +

- •••»

–  –  –

°а = 7 * N ’ Р“ Щ ^ 2' И т\ д Коэффициенты t*a, йр та, хе, ! ! ! имеют размерность [см2] и могу»

быть поэтому истолкованы как эффективные сечения для того или иного процесса.

В том случае, когда мягкие у-лучи проходят через слой веще­ ства, состоящего из тяжёлых атомов, поглощение обусловленоглавным образом фотоэффектом. Напротив, потеря энергии жёст­ кими у-лу чами и, в особенности, в веществах, состоящих из лёг­ ких атомов, происходит почти исключительно за счёт рассеяния.

Что касается фотоэлектрического поглощения, то оно, по существу, конечно, не отличается от поглощения рентгеновских

ПОГЛОЩЕНИЕ И РАССЕЯНИЕ т-ЛУЧЕП

i 264] лучей соответствующей жёсткости. Так же, как и в случае рентге­ новских лучей, фотоэффект происходит на внутренних оболочках атома (К, L,...); энергии освобождаемых при этом электронов по уравнению Эйнштейна eV = Av— Ек, eV = hv — Ej~ и т. д.

позволяют непосредственно определять уровни К, L\ Ьц и т. д„, (см. § 225), если известна частота у-квантов v или, наоборот, опре­ делить v, если известны К, L и т. д.

\ По мере того как длина волны у-лучей уменьшается, всё боль­ шую роль по сравнению с фотоэлектрическим поглощением на­ чинает играть рассеяние. В области рентгеновских лучей, как мы уже видели, наряду с рассеянием без изменения длины волны наблюдается комптоновское рассеяние (см. т. I, § 117), при котором длина волны увеличивается. Поскольку комптоновское рассея­ ние сопровождается образованием электронов отдачи, оно ведёт к истинному поглощению рентгеновских или у-лучей в отличие от рассеяния без изменения длины волны, где ослабление про­ исходит за счёт измененця направления падающей плоской волны.

Для классического рассеяния (без изменения длины волны) имеет место формула Томсона 8is * 2.

? '"' ° е = -Т ’ т%с* ’ дающая вместе с тем (размерность ае [см2] ) эффективное сечение \ для такого рассеяния, обусловленного одним только изменением направления фотона. Очевидно, что величина се есть универсаль­ ная константа.

Формула эффективного сечения для комптоновского рассеяния при любой энергии падающего фотона была найдена Клейном и Нишиной и строго выведена с помощью квантовой электро­ динамики И. Е. Таммом; эта формула имеет вид 9 + 1111Я К Ш I т Av „ где л = — 5, т. е. величина кванта рентгеновских лучей, отнет0с сённая к собственной энергии электрона; в пределе для малых частот эта формула вновь ведёт к формуле Томсона.

Формула Клейна— Нишины—Тамма превосходно подтверж­ дается экспериментом вплоть до длин волн, для которых A v2m0c2.

На рис. 346 приведена кривая, изображающая зависимость эф­ фективною сечения комптоновского рассеяния от длины волны падающих фотонов (верхняя шкала на оси абсцисс даёт энергию фотона, отнесённую к собственной энергии электрона).

Для сравнения на том же рисунке пунктиром изображены кривые' 426 РАДИОАКТИВНОСТЬ [Г.1. XIX фотоэлектрического поглощения в различных веществах. Видво, что даже в случае такого тяжёлого вещества, как свинец, начиная

•с длины волны порядка нескольких Х-единиц, фотоэлектричеРис. 346. Полное эффективное сечение для комптоновского рассеяния. Сплошная кривая построена по формуле Клей на—Нишины—Тамма; кружкам нанесены экспериментальные данные.

•ское поглощение становится ничтожно малым. Для длинных волн формула Клейна—Нишины—Тамма, как видно из чертежа, даёт значения, асимптотически приближающиеся к томсоновскому ое.

§ 265. Позитроны Жёсткие у 'лУчи с энергией кванта, большей 10е eV, наряду с затратой энергии на создание комптоновских электронов вызы­ вают ещё один эффект большой важности: образование пар частиц, из которых одна является обыкновенным отрицательным электро­ ном, а другая—положительным электроном—позитроном. Пози­ троны были открыты в 1932 г. Андерсоном, Блэкетом и Оккиалини среди частиц, образующих космические лучи (см. гл. X X III, § 309).

Однако очень скоро было показано, что они легко возникают также под действием у-лучей, если энергия кванта последних пре­ восходит 10е eV. Так, например, у-лучи полония (0,8 • 10* eV) ещё не создают позитронов, тогда как улучи RaC с энергией 1,8* 10* eV уже дают положительный эффект.

Позитроны обычно возникают одновременно с электронами в виде пар противоположно заряженных частиц. Удобнее всего

ПОЗИТРОНЫ

§265]

–  –  –

пар в газах (в азоте, криптоне и ксеноне) было сфотографировано и изучено JI. В. Грошевым, И. М. Франком и Н. А. Добротиным.

На рис. 347 приведена одна из фотографий Грошева, изобра

–  –  –

§ 266. Свойства позитронов и теория Дирака Наиболее поразительное свойство позитронов состоит в том, что они могут существовать в свободном состоянии лишь ничтож­ ные промежутки времени, по истечении которых они «исчезают».

Чем это объясняется и почему позитроны столь резко отличаются во многих отношениях от обыкновенных электронов? Почему

$ 266] С В О Й СТВА П О З И Т Р О Н О В И Т Е О Р И Я Д И Р А К А

электроны получаю тся с больш ой лёгкостью, а для получения п озитронов необходимы фотоны с энергией не меньше миллиона j эл ектр он -вол ьт? Ответ на эти вопросы даёт теория Д ирака, предI сказавш ая сущ ествование позитрона и его свойства ещё до того, как позитрон был откры т экспе­ риментально.

С ущ ность этой теории заклю­ чается в следующ ем. Решение ур авнения Д ирака (§ 202) для своб од ­ ного электрона, обладающ его тол ь­ ко кинетической энергией, даёт

- тс* две области собственны х значений энергии: одна начинается с + т 0е2 и простирается до -4- о о, другая начинается с — т 0с2 и следует Рис. 351.

до — со. Таким образом, наряду с положительными энергиями по­ лучаю тся и отрицательные. Л егко видеть, что в состоян и ях с о т ­ рицательной полной энергией электрон долж ен обладать весьма необычными свойствам и. Так, если учесть, что отрицательная энергия — т с* эквивалентна отрицательной м ассе — т, то в состоян и ях с отрицательной энергией электрон приобретает ускорен ие, направленное в стор он у, противополож ную силе.

Чтобы уменьшить его энергию, нуж но ему сообщ ить, а не отнять от него, некоторое количество полож ительной энер­ гии и т. д.

Из всего этого видно, что уравнение Дирака приводит к серьёз­ ным затруднениям. Эти затруднения, однако, присущ и не тол ько уравнению Д ирака, но и всей теории относительности, с котор ой уравнение Д ирака непосредственно связан о. В самом деле, реля­ тивистское соотнош ение м еж ду им пульсом и энергией Е 2 = с2р 2 + + т * с 4 даёт для энергии два значения i ? = ± } / " с2р2 т ^ с 4; при /7 — 0 получаем Е = ± т 0с2. Таким образом, п ол учаю тся две непре­ рывные области энергий, разделённые пром еж утком 2т 0с2 {р и с. 351). В кл ассической физике это обстоятел ьство и гн ор и р о­ валось по следующ ей причине: так как все динамические пере­ менные классической физики непрерывны, а переход от п ол о­ ж ительны х значений энергии к отрицательным тр ебует скачка в 2т 0с2у то этот п ереход в классической физике невозмож ен.

П оэтом у здесь нет никакой надобности учитывать двойной знак энергии. Однако в квантовой физике переходы между дискретными уровнями энергии не тол ько не исклю чаю тся, но являю тся о бычными, если, конечно, не сущ ествует к а к огонибудь ьравила отбор а, запрещ ающ его данный переход.

Д ирак показал, что правила отбор а, котор ое позволило бы исклю чить возм ож ность перехода меж ду уровням и -f- т^с2 430 РАДИ ОАКТИ ВН ОСТЬ [гл. X IX и — ш0с*, не существует и что, наоборот, вероятность такого перехода очень велика. Таким образом, релятивистское вол­ новое уравнение неизбежно приводит к необходимости суще­ ствования состояний электропа с отрицательной полной (реля­ тивистской) энергией.

Обратим теперь внимание на следующее обстоятельство:

поведение электрона в электромагнитных полях зависит от отно­ шения е/т. Поэтому отрицательный электрон с отрицательной массой (отрицательной энергией) должен вести себя, как частица с отношением заряда к массе равным = + —,т. е. как поло­ жительно заряженная частица. Не является ли электрон с отри­ цательней энергией позитроном? Этой гипотезе, однако, резко противоречит тот факт, что позитрон ведёт себя, как обычная частица, и не обладает теми парадоксальными свойствами, которые присущи электрону с отрицательной энергией. Из этого затрудне­ ния Дирак вышел при помощи гипотезы, согласно которой в «нормальном» состоянии все уровни отрицательной энергии заняты электронами, а уровни положительной энергии заняты только отчасти. По принципу Паули на каждом уровне может находиться только два электрона; поэтому переходы на уровни с отрицательной энергией невозможны, так как все эти уровни уже заняты и электроны с положительной энергией существуют устойчиво, как обычные электроны. Ввиду того, что число уров­ ней отрицательной энергии бесконечно велико, гипотеза Дирака требует, чтобы всюду вокруг нас постоянно находилось беско­ нечное количество электронов с отрицательной энергией. Именно потому, что все эти электроны образуют совершенно равномер­ ный фон, они сами по себе недоступны наблюдению. Если, однако, в этом абсолютно однородном фоне возникает «дырка», т. е. если один из электронов с отрицательной энергией, поглотив доста­ точное количество энергии, переходит в область положительных энергий Е ^ т 0сг, то мы, во-первых, обнаруживаем его как обыкновенный электрон с положительной энергией, а во-вто­ рых, становится заметной и «дырка». Однако эта дырка в от­ личие от самих электронов с отрицательной энергией будет уже вести себя, как обыкновенная положительно заряженная частица.

В самом деле, в нормальном состоянии, когда все уровни отрицательной энергии заняты, полный импульс всей системы равен нулю. Если удалить один электрон из этого фона, то воз­ никает добавочный некомпенсированный импульс Ц = — р\ этозначит, что «дырка» должна иметь импульс, направленный проти­ воположно импульсу электрона с отрицательной энергией, т. е. она будет лишена указанных выше парадоксальных свойств и будет вести себя, как обыкновенная частица.

|3в7] ОБРАЗОВАНИЕ ПАР Дирак сначала отождествил эти дырки с протонами, но затем было выяснено, что они должны вести себя, как частицы с массой, равной массе электрона. Открытие позитрона принесло подтвер­ ждение тому, что такие положительные электроны существуют и обладают как раз теми свойствами, которые вытекают из теории.

§ 267. Образование пар Рассмотрим несколько подробнее следствия «дырочной» тео­ рии Дирака. Положим, что электрон, находящийся в состоянии с отрицательной энергией, поглощает у-фотон. Так как наиболь­ шее значение отрицательной энергии есть — т0с*, а наименьшее значение положительной есть + т0сг, то энергия фотона должна равняться по крайней мере 2т0с2 для того, чтобы элек­ трон мог перейти из состояния с отрицательной энергией в состоя­ ние с положительной энергией. Однако одного только сообщения энергии 2т0 недостаточно для того, чтобы переход совершился, с* так как должен выполняться не только закон сохранения энергии, но и закон сохранения количества движения. Нетрудно убедиться' в том, что при образовании за счёт энергии фотона пары частиц с массой покоя, не равной нулю, при соблюдении закона сохране­ ния энергии, закон сохранения количества движения в системе фотон — пара не будет выполнен. В самом деле, для фотона»

отношение импульса к энергии равно Р __A v /c___ 1 Е ~К7 ~ 7 ’ для частиц же при т0 Ф О р^___mv __ р 1 Е ' ~ тс* ~ " 7 ’ откуда при Е * ~ Е ' где 1 Поэтому, если фотон превращается в пару элек­ трон— позитрон при той же полной энергии j(Av = 2m0c*), то сумма импульсов этих частиц будет меньше импульса фотона. Отсюда следует, что для образования пары под действием у-фотона необхо­ димо участие третьей частицы, берущей на себя избыток импульса.

Такой третьей частицей обычно является ядро, в поле которого и возникает пара. Третьей частицей может служить также и элек­ трон; в этом случае вследствие малой массы электрона импульс, получаемый им при образовании пары, будет настолько велик, что след этого электрона можно обнаружить в камере Вильсона, где должна наблюдаться не пара, но тройка частиц. Ряд таких троек удалось сфотографировать. Одна из этих фотографий при­ 432 РАДИ ОАКТИВН ОСТЬ fra. XIX ведена па рис. 352; здесь ясно виден наряду с обычной парой ещё короткий след, принадлежащий «электрону отдачи».

Детальное исследование образования пар в газах под дей­ ствием у-лучей было выполнено JI. В. Грошевым, который сделал с этой целью около 15 О О стереоскопических фотографий с каме­ О рой Вильсона, помещённой в магнитное поле, и нашёл около 450 пар в азоте и в тяжёлых благородных газах—криптоне и ксеноне.

Измеряя кривизну траекторий, он определял энергию обеих частиц

–  –  –

полную энергию цары. На рис. 353 приведена кривая зависи­ и мости числа пар в азоте от энергии. Как видно, эта кривая имеет резкий максимум околоНбОО keV. Пары возбуждались у-излучением ThC", наиболее интенсивная линия которого соответствует энергии фотона в 2620 keV. Так как по-предыдущему энергия, необходимая для образования пары, равна 1 MeV=1000 keV, то эта кривая является наглядной демонстрацией б&ланса энергии при образовании пар.

Образование пар объясняет также аномальное поглощение жёстких у-лучей в тяжёлых веществах. В самом деле, при малых частотах поглощение у-лучей происходит за счёт фотоэффекта i 267] О БРАЗОВАН И Е ПАР

–  –  –

у-лучей О! энергии у-фотона (в единицах т 0с* ^ 0,5 MeV; на нижней шкале указаны длины волн в Х-единицах) и кроме того пунк­ тиром изображён ход коэффициентов поглощения для комптонЭ. В. Шпольский, т. II 434 РАДИОАКТИВНОСТЬ [гл. Х1\ и фотоэффекта и для рождения пар. Кривая имеет миним\м, обусловленный тем, что абсорбция, связанная с комптоновскмм рассеянием, убывает с увеличением Av, абсорбция же, обусло­ вленная образованием пар, начинается только с Av = 2 /«,r и дальше возрастает с Лу.

Теоретические результаты хорош о согласую тся с эксперимен­ тальными данными. Например, если измерить в камере Вильсона числа позитронов и отрицательных электронов, возникающих при прохождении у-лучей через свинцовую пластинку, то число позитронов щ будет, очевидно, равно числу возникших пар, число же электронов равно числу пар плюс число фотоэлектронов, плюс число комптоновских электронов. Отношение должно быть равно отношению вероятности образования пар к сумме вероятностей фотоэлектрического и комптоновского поглощении.

Для последнего в случае очень ж ёсткого у-излучения ThC" тео­ рия даёт 0,20, тогда как из экспериментальных данных с тем же излучением Теория показывает, что вероятность образования пар при прохождении у-лучей через вещество должна быть пропорцио­ нальна квадрату атомного номера вещества, чем и объясняется то, что наибольшие аномалии в поглощении у-лучей наблюдаются в случае тяжёлых веществ.

Наряду с образованием пар возможен и обратный процесс.

Образование позитрона, по теории Дирака, означает освобожде­ ние одного из уровней отрицательной энергии. Наоборот, если какой-нибудь уровень отрицательной энергии свободен, то элек­ трон с положительной энергией может совершить квантовый пере­ ход и занять этот свободный уровень. В результате все уровни отрицательной энергии окаж утся вновь заполненными, т. е.

«дырка» перестанет существовать, и пара частиц «исчезнет», а раз­ ность энергии положительного и отрицательного уровней осво­ бодится в виде у-излучения. Этот процесс неудачно назван анни­ гиляцией, т. е. «уничтожением» частиц. Термин этот неудачен, так как никакого исчезновения частиц на самом деле не проис­ ходит, тем не менее, поскольку он уже установился, мы будем им пользоваться.

Закон сохранения импульса требует, чтобы излучение, осво­ бождаемое при аннигиляции, выделилось в виде двух фотонов.

В самом деле, представим себе систему координат с началом в центре тяжести системы из электрона и позитрона; сумма импуль­ сов обеих частиц до аннигиляции будет равна нулю. Для того чтобы она осталась равной нулю и после аннигиляции, очевидно, необходимо образование двух противоположно направленных

ОБРАЗОВАНИЕ ПАР

фотонов. Если при этом переход совершается между уровнями

-f-/w0c* и — т0с* (наиболее вероятный случай), то разность уровней равна 2;п0с2, и энергия каждого фотона должна быть Е = т ц 2— 0,5 MeV.

пС Существование таких процессов аннигиляции с образованием двух фотонов превосходно подтверждается экспериментом. Если, например, в приборе Тибо (рис. 348) заменить фотоплёнку тонкой свинцовой пластинкой, а под ней поместить счётчик Гейгера, то, выбирая соответствующим образом направление магнитного поля, можно заставить падать на свинец либо позитроны, либо электроны.

Оказывается, что в первом случае число отбросов, даваемых счётчиком, значительно больше, чем во втором, вследствие образо­ вания фотонов при аннигиляции позитронов в свинце. Энергия этих фотонов, измеренная на основании опытов с их поглощением^ «•казалась равной 0,485 MeV, т. е. очень близкой к mQ c2; их вы­ ход на один позитрон—между 1,6 и 3 — в среднем около двух.

Наиболее прямое и отчётливое доказательство существования аннигиляции, а вместе с тем и применимости в этом случае законов сохранения энергии и импульса было дано опытами А. И. Алиханяна, А. И. Алиханова и JL А. Арцимовича. В этих опытах источ­ ник позитронов помещался между двумя парами счётчиков Гейгера. Два счётчика ставились с каждой стороны для того, чтобы увеличить вдвое вероятность регистрации фотона. Источник был окружён свинцовой оболочкой, толщина которой была доста­ точна для поглощения, т. е. аннигиляции всех позитронов, но мала для того, чтобы заметно задержать возникающие при этом у-фотоны в 0,5 MeV.

Счётчики сначала располагались параллельно источнику но обе стороны от него, а затем—одна пара для контроля поворачи­ валась на 90° относительно источника. Оказалось, что в первом положении счётчики дают число совпадающих разрядов, значи­ тельно превышающее фон случайных совпадений. При повороте одной пары на 90° число совпадений резко уменьшается. Это и показывает, что в соответствии с законом сохранения количе­ ства движения фотоны возникают попарно и разлетаются в проти­ воположных направлениях.

Из сказанного видно, что все следствия «дырочной» теории хорошо подтверждаются экспериментом. Однако в этой теории имеются ещё значительные трудности; самая главная из них состоит в допущении ненаблюдаемого фона из бесконечного числа электронов с отрицательной энергией. В будущем эти трудности, вероятно, будут преодолены. В настоящее же время теория Дирака, несмотря на своё несовершенство, является необ­ ходимой базой для экспериментатора и теоретика, так как она даёт возможность объяснить и предвидеть своеобразные свойства позитронов.

I 28* 436 РАДИОАКТИВНОСТЬ Гг*. X IX § 268. Внутренняя конверсия и спектроскопия у-лучей Наряду с фотоэффектом, рассеянием и образованием пар у-лучи испытывают ещё один вид превращения— чрезвычайно характерный и очень важный. Возбуждённое ядро может вер­ нуться в нормальное состояние либо путём испускания у-фотона, либо двумя другими путями без образования у-лучей. Эти пути таковы: 1) ядро может передать энергию возбуждения одному из внутренних электронов оболочки своего же атома — процесс, аналогичный автоионизации или эффекту Оже (§ 233); 2) оно может также создать элежтронно-позитронную пару, если энергия воз­ буждения превосходит 1 МеУ.

Испускание электронов определённых энергий радиоактивными атомами одновременно с испусканием р-частиц из ядра, обла­ дающих непрерывным распределением энергии, было установлено с самого начала изучения p-спектров (§ 262). Именно эти электроны и дают резкие линии в энергетическом спектре, накладываю­ щиеся на сплошной спектр р-частиц ядра. То, что эти линии принадлежат электронам, возникающим не в ядре, но в электрон­ ной оболочке, следует уже из простого сопоставления энергий, соответствующих этим линиям, с энергиями ионизации электро­ нов из внутренних слоёв оболочки атома (К, Lb Ьц,... ).

В самом деле, согласно фотоэлектрическому уравнению Эйн­ штейна энергии однородных групп электронов, возникающих из оболочки под действием у-квантов величины hv, соответственно равны E ' = hv — К, Е" = In — Llt...

Если известны энергии однородных групп электронов Е ', Е\...

и энергии ионизации К, Щ и т. д., то можно вычислить величину h, которая должна быть одинакова для всех групп. Это на самом деле оправдывается, как показывает таблица X L IX, где приве­ дены данные для однородных групп электронов, испускаемых RaB {Z = 82). Последний столбец таблицы показывает, что вели­ чина Ы действительно постоянна. Среднее значение Л =52,91 KeV у следует приписать энергии у-фотона.

Можно было бы предположить, что эти однородные группы электронов возникают под действием у-лучей, покинувших ядро и вызывающих фотоэффект в оболочке своего собственного атома.

Однако это предположение опровергается исследованием интен­ сивностей однородных групп электронов и сравнением их с интен­ сивностями тех же групп, возникающих при условиях, когда заве­ домо имеет место обыкновенный фотоэффект^ например, при осве­ щении у-лучами какого-либо вещества. Такие исследования показали, что интенсивность однородных групп электронов, испу­ скаемых самими радиоактивными атомами, по крайней мере \ § 268] 437

ВН У ТРЕН Н Я Я1К О Н В Е РС И Я

–  –  –

в 100 раз больше интенсивности тех же электронов, освобождае­ мых при прочих равных условиях, в результате фотоэффекта.

Из этого следует, что однородные группы электронов в [3-спектре возникают без участия в процессе прямой передачи энергии от возбуждённого ядра к электронной оболочке, причём само ядро возвращается в нормальное состояние без излучения.

Мы имеем здесь дело со своеобразным внутренним «ударом 2-го рода», ввиду чего и самое явление получило название внутреннего обращения или внутренней конверсии.

Другой вид внутренней конверсии, как уже было указано в начале этого параграфа, состоит в том, что в случае, если энер­ гия возбуждения превосходит 1 MeV, ядро может создать пару электрон—позитрон и вернуться в нормальное состояние опятьтаки без излучения. Это явление было открыто А. И. Алиха­ новым, А. И. Алиханяном и М. С. Козодаевым и одновременно Чадвиком, Блэкетом и Оккиалини. Именно, оказалось, что тонко­ стенная трубочка, наполненная радоном, испускает позитроны;

позитроны испускает также тонкая алюминиевая полоска, акти­ вированная Th(G + С "). Возникновение этих позитронов и было приписано внутренней конверсии улучей. Если энергия возбу­ ждения Av испытывает внутреннюю конверсию на отрицатель­ ных уровнях энергии, то кинетическая энергия возникающих электронов и позитронов должна быть меньше /iv на величину энергии, необходимой для перевода электрона с отрицательного уровня ;а положительный. Поэтому максимальная энергия пози­ г трона должна быть равна Av — 2тасг.

Это подтверждается изучением энергетического спектра позитроРАДИ ОАКТИ ВН ОСТЬ fm. X IX

–  –  –

Г. Д. Латышевым. Здесь виден ряд «зубцов», каждый из кото­ рых соответствует определённой линии у-спектра (величины ),у в keV указаны на рисунке). О коло 1600 keV кривая испытырезкий обрыв вследствие того, что наиболее интенсивной бяст

В Н У Т Р Е Н Н Я Я К О Н ВЕ РСИ Я

I § 263] линии у-спектра соответствует и наибольший фотон с энергией 2620 keV; поэтому максимальная энергия в позитронном спектре должна быть равна /zv — 2яг0 с1= 2620 — 1000 = 1620 keV.

Внутренняя конверсия может быть использована для изуче­ ния спектров у-лучей. Дело в том, что, как уже было указано в § 264, непосредственному изучению у-спектров с помощью мето­ дов рентгеновской спектроскопии доступны только мягкие у-лучи, но и в этих случаях нельзя получить точных результатов.

Поэтому изучение у-спектров приходится выполнять косвен­ ным путём, пользуясь действиями v -л у ч е й. В частности, как видно из предыдущего, для этой цели может быть использована внутренняя конверсия с испусканием электронов или позитронов.

Рис. 357. Следы электронов отдачи, создаваемых v-лучам и в магнитном поле.

Этот метод позволяет, однако, точно определять частоты у-спектра, но не позволяет находить их относительную линий интенсивность. В самом деле, как мы видели, выбрасывание кон­ версионных электронов происходит наряду с двумя другими конкурирующими процессами — испусканием у-лучей и образова­ нием электронно-позитронных пар. Относительные вероятности всех трёх процессов для различных линий у-спектра, вообще говоря, не известны. Поэтому у-спектр, измеренный по спектру конверсионных электронов, будет давать правильное положение •/-линий. мо не их относительную интенсивность.

ч Ш этого следует, что для одновременного измерения частот и интенсивностей в у-спектре необходимо использовать действие самих ; лучей вне атомов, из которых они происходят, т. е. возникновен,*'1 фотоэлектронов или комитоновских электронов от­ дачи. Метод спектроскопии у-лучей, основанный на изучении энергии комптоновских электронов, был впервые разработан 440 РА ДИОАКТИВНОСТ Ь [гл. Х1х и осуществлён Д. В. Скобельцыным. С этой целью изучались следы электронов отдачи в камере Вильсона, помещённой в попе­ речное магнитное поле. Если поле достаточно интенсивно, те электроны отдачи описывают при этом круговые траектории (рис. 357), по радиусу кривизны которых р и по напряжён­ ности поля JS? можно вычислить импульс и энергию электронов.

Действительно, мы имеем [см. формулу (4,9) в первом томе]

–  –  –

Е к = h v ------------ —-----------.

1+ 2a+ (l + a)ng*? К Этим методом определения Av j особенно удобно пользоваться для Рис. 358. Прибор для исследова­ ния спектров ^-лучей. жёстких у-лучей, где примене­ ние фотоэлектрического метода становится затруднительным. Д. В. Скобельцын исследовал таким путём спектры у-лучей RaC и T h (C -fC ").

Методика исследования у-спектров была значительно усо­ вершенствована А. И. Алихановым и М. И. Козодаевым бла­ годаря удачной комбинации метода Скобельцына (определение величины фотона Av по энергии электрона отдачи) с магнитным спектрографом А. И. Алиханова.

Такой метод был использован Г. Д. Латышевым для исследо­ вания спектра электронов отдачи следующим образом: источник у-лучей помещался в А (рис. 358), в М располагалась пластинка лёгкого вещества (стирол), на которой происходило рассеяние у-лучей. Спектр электронов отдачи изучался затем магнитным спектрографом Алиханова. На рис. 359 приведён полученный таким образом спектр у-лучей RaC. Как видно, кривая состоит из ряда максимумов. Каждый из них соответствует электронам отдачи, возникшим под действием у-фотонов определённой энер- 1 гии. Энергии этих фотонов указаны у каждого максимума.

Определение абсолютной интенсивности линий у-спектра по- ] зволяет найти коэффициент внутренней конверсии у-лучей.

рупольного излучения; пунктирная — для дипольного.

442 Р А Д И О А К ТИ В Н О С ТЬ [га. XIX который равен отношению числа электронов внутренней конвер­ сии к числу испущенных у-фотонов. Знание этого коэффициент»

существенно потому, что он позволяет установить симметрию электрического поля ядра, а именно — установить, является ли у-излучение дипольным или квадрупольным. Теоретические расчёты показывают, что коэффициент внутренней конверсии для квадрупольного излучения (изменение спина ядра Д/ = 2) приблизительно в три раза больше коэффициента внутренней конверсии для дипольного излучения ( А / = 1 ), как это видно *з рис. 360. Имеющиеся в настоящее время данные показы­ вают, что у-излучение в большинстве случаев имеет квадрупольный характер, а это, в свою очередь, свидетельствует о том, что электрическое поле ядра отклоняется от сферической симметрии и соответствует эллипсоиду вращения, вытянутому в направлении оси спина (сигарообразная форма).

ГЛАВА XX

ИСКУССТВЕННОЕ П РЕОБРАЗОВАН И Е АТОМ Н Ы Х Я Д Е Р

–  –  –

Около ста лет назад Фарадей писал: «Разлагать металлы, пре­ образовывать их и осуществить некогда казавшуюся абсурдной идею о трансмутации (элементов.— Э. Ш.)— такова задача, кото­ рая стоит теперь перед химией». Однако должно было пройти несколько десятилетий с тех пор, как эти строки были написаны, для того, чтобы проблема, на которую указал Фарадей, реально стала перед наукой как очередная задача. Открытие самопроиз­ вольных радиоактивных превращений (1896 г.), рассмотренных в предыдущей главе, было первым шагом в этом направлении.

Действительно, щелочной металл радий испытывает превращения, которые ведут через благородный газ радон и ряд других элемен­ тов к свинцу. Правда, эти превращения происходят без участия экспериментатора, не имеющего возможности оказать влия­ ние на их течение и каким-либо образом управлять ими. Но v того момента, как их существование было открыто, стало ясно, что задача об^ искусственных превращениях элементов может и должна быть поставлена.

Действительно, через 23 года, в 1919 г., Резерфорду уда­ лось, бомбардируя ядра азота а-частицами, освободить из них протоны и превратить их в ядра изотопа кислорода. Тем самым был делан огромный шаг вперёд, по возможности экспериментатора всё ещё оставались сильно ограниченными, так как этот агент, z-частицы, доставлялся спонтанно превращающимися радиоактив­ ными веществами, и потому, помимо слабой интенсивности его источников, имевшихся в лучших лабораториях в количестве одпой-двух сотен миллиграммов, варьировать его свойства было крспше затруднительно. Поэтому возникла задача— разработать и осуществить лабораторные источники высоких напряжений, которые позволяли бы получать потоки заряженных частиц с энергией от нескольких сот тысяч до нескольких миллионов М(М(трон-вольт и с достаточной интенсивностью. Эта задача была 444 И СК У СС ТВ Е Н Н О Е П Р Е О Б Р А З О В А Н И Е А Т О М Н Ы Х Я Д Е Р [гл. XX • решена в небольшой промежуток времени, и разрешение её дал® экспериментаторам огромные возможности. Последовавшее за этим открытие нейтронов ещё более расширило эти возможности.

Нейтрон как частица, лишённая электрического заряда, легко приближается к атомным ядрам любой степени сложности и вызы­ вает в них большое число разнообразнейших ядерных реакций.

Экспериментальный материал, относящийся к ядерным реак­ циям, огромен. Число изученных до настоящего времени реакций— порядка 1000. В некоторых случаях новые ядра возникают путём захвата частицы извне, в других—реакция сводится к захвату одной частицы и выбрасыванию другой; в третьих—ядро, получив­ шее некоторый избыток энергии, делится на два или большее число ядер. Известен также ряд «фотохимических» ядерных реакций, происходящих под действием жёстких у-лучей. С помощью ядер­ ных реакций удалось «синтезировать» ядра некоторых, повидимому, «вымерших» элементов, как, например, элемент № 43, а также сверхтяжёлые трансурановые элементы.

Наконец, удалось осуществить так называемые цепные ядер­ ные реакции, в которых превращение элементов и получение новых элементов производятся в макроскопическом масштабе и вместе с тем освобождаются огромные количества энергии, т. е. на самом деле осуществить то, о чём мечтали алхимики.

§ 270. Составное ядро Первоначальное представление о механизме ядерной реакции состояло в том, что падающая частица (например, протон или а-частица) передаёт свою энергию одной из частиц, образующих ядро, которая и вылетает из ядра. Такое представление не соответствует современным знаниям о строении ядра и о харак­ терных особенностях ядерных взаимодействий. «Соударения»

падающих частиц с ядром самым существенным образом отли­ чаются от соударений с электронной оболочкой. Когда какаянибудь частица проходит через электронную оболочку, она в большинстве случаев испытывает упругое рассеяние, т. е.

просто изменяет направление своего полёта; в некоторых слу­ чаях она может передать часть своей энергии одному из элект­ ронов оболочки, т. е. испытать неупругое соударение, резуль­ татом которого будет возбуждение или ионизация атома. Во всех случаях, однако, вследствие чрезвычайной «прозрачности» элект­ ронной оболочки частица свободно проходит сквозь атом, испы­ тывая лишь слабое взаимодействие с оболочкой.

Иную картину мы получаем при рассмотрении тесного взаимодействия падающей частицы с ядром. Последнее пред­ ставляет собой настолько плотно упакованную структуру, чтё

СОСТАВНОЕ ЯДРО

270] шкакая посторонняя частица не может пройти сквозь него.

Зсли эта частица—заряженная (протон, дейтерон, а-частица), сообщаемая ей кинетическая энергия необходима только для о

•ого, чтобы преодолеть кулоновское отталкивание ядра и при­ близиться к последнему на такое расстояние, на котором сказышотся ядерные силы. Энергия этих взаимодействий во много раз февосходит тот запас кинетической энергии, которой обычно бладают частицы, вызывающие ядерные реакции. В самом деле, 5олыпое число ядерных реакций идёт под действием заряженных *астиц с энергией в несколько MeV, а в случае наиболее лёгких чдер (например, Li) даже менее 1 MeV, в то время как энергия взаимодействия частицы с ядром — порядка 20 JVIeV.

Поэтому первый этап всякой ядерной реакции состоит в за­ хвате приближающейся к ядру на достаточно малое расстояние посторонней частицы и в образовании промежуточного, состав­ ного, так называемого «компаунд-ядра». Это составное ядро, как всякое ядро, представляет собой настолько плотную структуру, что энергия, принесённая падающей частицей, в чрезвычайно короткий промежуток времени оказывается распределённой между всеми частицами составного ядра*).

При таких условиях вылет частицы из ядра может произойти только в результате случайной концентрации энергии, достаточной для вылета, на какой-нибудь частице составного ядра. Очевидно, что время, протекающее между моментом захвата падающей частицы и моментом вылета другой частицы, при таком механизме должно быть очень велико по сравнению с естественной ядерной единицей, за которую целесообразно принять время, необходимое нейтрону с энергией порядка 1 MeV для того, чтобы пройти рас­ стояние порядка диаметра ядра, т. е.

10 ^‘ CW л _21 л 10 1сек.

10 9см [сек Из этого следует, что распад образовавшегося составного ядра, сопровождающийся выбрасыванием а-частицы, протона или нейтрона, следует рассматривать как событие, не зависящее ®т первого этапа реакции, состоящего в захвате падающей частицы.

Эта точка зрения, формулированная Бором в 1934 г., является в настоящее время общепринятой и служит основой теории ядерных реакций.

*) Следует иметь в виду, что соображения относительно механизма ядерных реакций, развитые в этом и ближайших параграфах, неприменимы к недавно открытым реакциям, производимым сверхбыстрыми частицами с энергиями порядка 10) MeV и выше (см. § 298).

И С К У С С Т В Е Н Н О Е П Р Е О Б Р А З О В А Н И Е А ТО М Н Ы Х Я Д Е Р fr.i. \ \

–  –  –

Соображ енин, изложенные в предыдущем параграфе, были основаны на простой механической аналогии. Однако при рас­ смотрении ядерных реакций нельзя упускать из виду и квантовых законов. Это следует уж е из того, что квантовая механика, вообще говор я, приводит к ограничениям возможных энергетических состояний систем м икроскопических частиц, и мы на самом деле видели, что энергетические состояния ядра характеризуются необычайно резкой определённостью (§ 261), а кроме того, теория а-распада. (§ 260) показывает, что квантовые эффекты (туннель­ ные переходы ) играют важнейш ую роль при вылете частиц из ядра. Нам поэтом у необходимо сейчас остановиться на свойствах ядра как квантовомеханической системы.

П оскольку ядро представляет собой совокупность протонов и нейтронов, взаимодействия между которыми в наиболее суще­ ственных чертах определяются ядерными силами с их характер­ ными особенностями (насыщение, действие на коротком расстоя­ нии), самый подход к ядру как квантовомеханической системе должен быть совсем иной, нежели в случае электронной оболочки.

В этом последнем случае мы также имеем дело с системой частиц, и математическая задача также является задачей многнх тел. Характерны е черты этой задачи в случае электронной обо­ лочки состоят в следующем: электроны взаимодействуют с ядром и между собой ; так как, однако, сила притяжения к ядру для каж­ дого электрона больше его взаимодействия с остальными электро­ нами, то задачу можно решать методом последовательных при­ ближений: в нулевом приближении можно считать, что электроны между собой не взаимодействуют, и рассматривать движение каж»

дого электрона так, как будто бы других электронов не было вовсе; тем самым задача чрезвычайно упрощ ается и сводится к задаче двух тел. После этого в следующем приближении влияние остальных электронов на движение избранного электрона рас­ сматривается как слабое возмущение.

Т акой метод расчёта, играющий больш ую роль при изучении атомной оболочки, не может быть применён к ядрам, так как, во-первы х, в ядрах нет никакого выделенного центра сил, как в атомах, а во-вторы х, частицы, находящиеся внутри ядра, в отли­ чие от атомных электронов взаимодействуют друг с другом очень сильно.

П оэтому здесь уже, строго говоря, нельзя рассматривать движение какой-либо определённой частицы в поле сил остальных:

нельзя даже говорить о поведении отдельной частицы в ядре, а можно говорить лишь о некотором совместном движении всех ядерных частиц и для того, чтобы составить представление о свой­ ствах ядер, нуж но исследовать возможные типы коллективного дви ж ен и я всех ядерных частиц. 1 S 271] 447

Я Д Р О К А К К В А Н Т О В О М Е Х Л Ш 1 Ч Е С К А Я СИ С ТЕ М А

Отсюда следует, что распределение уровней энергии ядра должно существенно отличаться от распределения уровней атома.

Причина этого заключается именно в том, что у атомов энергию возбуж дения можно обычно приписать возбуж дённому кванто­ вому состоянию одного электрона, тогда как в случае ядра воз­ буж дение н еобходи м о отнести к о всем у ядру как целом у. Для того чтобы понять разницу в характере распределения уровней в том и другом случаях, мы качественно рассмотрим, какое изме­ нение в характере уровней происходит при переходе от атома к молекуле и от молекулы к твёрдому телу.

Атом имеет определённое количество дискретных уровней энергии, распределение которы х нам хорош о знакомо. Если два атома соединяю тся в м олекулу, то мы уж е не можем сказать, какому именно атому принадлежит валентный электрон, так к ак в дей­ ствительности он принадлежит обоим атомам сразу. Положим, на­ пример, что речь идёт о двух атомах водорода. Д о тех пор пока эти атомы находятся на больш их расстояниях и не взаимодей­ ствую т между собой, их электроны принадлежат каждый своему ядру и каждый из них имеет свою систему уровней энергии. Эти уровни энергии в том и другом- атоме, очевидно, одинаковы. П о­ этому если мы объединим оба электрона в одну систему, то до тех пор, пока взаимодействием можно пренебречь, мы будем иметь дело с системой, обладающей вдвое большим числом уровней, нежели их имеет один электрон, но эти уровни попарно совпадают.

Мы говорим в таком случае, что имеет место вырождение: каждый из уровней энергии двукратно вырожден.

Те же самые соображ ения можно применить к совокупности трёх, четырёх и вообщ е п частиц, находящ ихся в тождественных физических усл ови я х: пока взаимодействие отсутствует, такая совокуп н ость будет обладать в п раз большим числом уровней энергии, чем одна частица, но каждый из этих уровней будет л-кратно вырожден.

Если принять во внимание взаимодействие между отдельными системами, то совпадающие уровни расщ епляются, вырождение снимается. Замечательно, однако, что при этом каждый из уровней энергии расщепляется ровно на п подуровней, т. е. число возм ож ­ ных состоян ий индивидуальных систем, объединённых в одну систему, сохраняется. Необходимо подчеркнуть при этом, что уровни энергии такой системы принадлежат уж е не отдельным частицам, её образующ им, но всей системе в целом.

Расчёт показывает, одн ако, что это расщепление уровней при объединении частиц в одну систему происходит прежде всего у верхние уровней, так что нижние (рентгеновские) уровни изме­ няются при этом мало, но верхние, возбуждённые, уровни сильно расш иряются, образуя целые полосы или «зоны», состоящ ие из больш ого числа тесно располож енных уровней.

448 И СКУССТВЕННОЕ П РЕОБРАЗО ВАН И Е А ТОМ Н Ы Х ЯД Е Р [гл. XX

–  –  –

8 272. Вылет частицы из возбуждённого ядра Продолжим теперь наше рассмотрение взаимодействия ядра с падающей частицей. Выше мы видели, что первым этапом этого II взаимодействия является захват частицы с образованием состав-11 ного ядра, длительно (по сравнению с ядерной единицей времени ~ 10-аг сек.) пребывающего в некотором возбуждённом полуустойчивом состоянии. О длительности этого состояния можно судить на основании следующего факта. При некоторых ядерных реакциях происходит простой захват падающего нейтрона с образоВ Ы Л Е Т Ч АСТИ Ц Ы ИЗ В О ЗБ У Ж Д Ё Н Н О ГО Я Д Р А 272] ванием изотопа исходного ядра. При этом возбуждённое ядро отдаёт избыток энергии в виде у-лучей строго определённой длины волны. Различными способами можно оценить ширину тех уровней энергии, переход между которыми завершается испусканием I у лучей, а отсюда определить «время жизни» ядра в возбуждённом I состоянии (сравни с аналогичными соображениями в случае элекI тронной оболочки, приведёнными в § 233). Подобные оценки покаI зывают, что это время жизни в 10е— Ю7 раз превосходит естественI. ную единицу времени для ядерных процессов (Ю -*1 сек.). Это I и даёт право утверждать, что превращение ядра есть процесс, совершенно независимый от первого этапа ядерных соударений, т. е. от образования составного ядра.

Рассмотрим теперь детальнее второй этап процесса — вылет час­ тицы из возбуждённого ядра. Для того чтобы выявить наиболее характерные черты этого процесса, мы будет предполагать сна­ чала, что вылетающая частица есть нейтрон. Тем самым мы вре­ менно оставляем в стороне осложнения, связанные с необходи­ мостью преодоления потенциального барьера для вылета заря­ женной частицы, и можем не учитывать также другие факторы, обусловленные кулоновскими взаимодействиями и влияющие на вероятность распада.

В предыдущем параграфе мы видели, что ядро представляет собой систему многих частиц, взаимодействие между которыми настолько сильно, что выделить движение отдельной частицы не­ возможно и приходится рассматривать коллективные движения всех частиц, образующих ядро. Имеется, однако, обстоятельство, которое сильно упрощает проблему. Это обстоятельство состоит в том, что практически при всех ядерных реакциях энергия воз­ буждения, которую приобретает ядро, мала по сравнению с энер­ гией. необходимой для разделения ядра на отдельные элемен­ тарные частицы. В самом деле, средняя кинетическая энергия ядерной частицы Е к &20 MeV; поскольку энергия ядра просто = пропорциональна числу частиц, средняя энергия ядра с массовым числом А в нормальном состоянии равна Е кА = 20.4. Так как, с дру­ гой стороны, энергия связи, приходящаяся на каждую частицу в ядре, равна 8 MeV (см. § 243), то энергия возбуждения, приобре­ таемая ядром при захвате одной частицы, равна 8 MeV плюс кинетическая энергия этой частицы до захвата, т. е. порядка 10 MeV. Это лишний раз указывает на сходство ядерного состояния вещества с обычным конденсированным состоянием, например, с жидкой каплей. Действительно, в жидкой капле энергия отрыва о д н о й молекулы также мала по сравнению с работой, которую н е о б х о д и м о затратить для разделения всей капли на составляю­ щие её молекулы.

Но в таком случае аналогию между ядерным состоянием и обычным конденсированным состоянием можно продолжить 29 э. В. Шпольсквй, т. II.

450 ИСКУССТВЕННОЕ П РЕОБРАЗОВАНИЕ АТОМ НЫ Х ЯДЕР [га. XX и рассматривать, например, энергию возбуждения ядра как тепловую энергию. Как впервые показал JI. Д. Ландау, можно ввести понятие «температуры» ядра и говорить, что захват лиш­ ней частицы ядром-каплей повышает его температуру, нагревает его подобно тому, как прилипание молекулы пара к жидкой капле повышает её температуру вследствие освобождения энергии конденсации пара. Принимая за энергию возбуждения ядра 10 MeV, можно вычислить температуру возбуждённого ядра;

полагая кТ = 10 MeV = 107 j 1,6 • 10-1* эрг = 1,6 • 10“* эрг, находим 1 л. 10-ь тШ • | Я 1 2 I \011° К 1,38 - 10-1* ’ Таким образом, если возбуждённое ядро можно рассматривать как нагретую.каплю, то процесс вылета нейтрона можно уподо­ бить испарению. Эта чисто статистическая трактовка ядерных процессов, оказавшаяся в высшей степени плодотворной, была впервые дана Я. И. Френкелем и впоследствии развита Бором.

До сих пор мы рассматривали вылет из возбуждённого ядра нейтронов, т. е. незаряженных частиц. Если речь идёт о вылете частицы, несущей положительный заряд (протон или а-частица), то необходимо принять во внимание ещё один важный факторсуществование потенциального барьера, обусловленного куле новскими взаимодействиями. Благодаря этому для частиды.

находящейся внутри ядра и обладающей некоторой положитель­ ной энергией, имеется область равной энергии по другую сторону барьера и открывается возможность туннельного перехода сквозь барьер. Такие переходы возможны, конечно, не только для а-ча­ стиц, но и для протонов. Заметим, кроме того, что теория радио­ активного а-распада, изложенная в предыдущей главе, нуждается в некотором уточнении с развиваемой здесь точки зрения. Дей­ ствительно, в § 260 мы исходили из того, что а-частица свободно движется внутри потенциальной ямы, иными словами, мы рас­ сматривали испускание а-частицы как проблему одного тела.

Напротив, с точки зрения статистической теории ядерных реак­ ций испускание а-частицы, как и всякий другой процесс превра­ щения ядра, есть по существу проблема многих тел.

Это озна­ чает, что необходимо рассматривать два отдельных этапа процесса:

первый из них состоит в отделении а-частицы от остальной мас­ сы ядра,—процесс, по существу близкий к делению ядра, рассматриваемому в § 294,—и только второй этап заключается в вылете уже сформировавшейся а-частицы в виде некоторого «обломка» ядра.

\

З А Х В А Т ЧАСТИЦЫ ЯДРОМ

§ 273. Захват частицы ядром Для теории ядерных реакций наряду с испусканием частицы чень важен процесс захвата частицы, образующий первый этап сякой реакции. Как и в предыдущем параграфе, мы сосредоточим десь главное внимание на захвате нейтрона, прежде всего потому, то явление в этом случае не осложняется кулоновскими взаиюдействиями, а также и потому, что нейтроны являются важ­ нейшим агентом, легко вызывающим реакции во всех ядрах вплоть ;о самых тяжёлых.

При рассмотрении соударений нейтронов с ядрами необхоимо строго различать случаи быстрых и медленных нейтронов, критерием здесь может служить длина волны де-Брогля, соответтвующая нейтрону скорости и:

mv

Зелл скорость нейтрона настолько велика, что -д— а, где а — раргус ядра, то в этом случае к взаимодействию нейтронов с ядром южно применить простые геометрические соображения и рас­ сматривать ядро как некую мишень, с которой приходит в софикосновение нейтрон. Совершенно аналогично этому в обычной щтике рассеяние света объектом, линейное протяжение которого шачительно больше длины световой волны, можно рассматриать, руководствуясь законами геометрической оптики, не учи­ тывая явлений диффракции. В случае быстрых нейтронов эффекивное сечение для взаимодействия нейтрона с ядром равно юэтому ка*, и, таким образом, рассеяние быстрых нейтронов ложно использовать для определения радиуса ядра. Опыт пока­ зывает, что эффективное сечение самых тяжёлых ядер для быстрых нейтронов равно 3 - 10~2 см2 = ка2, откуда а ~ 1 0 -1а см * з хорошем согласии с результатами других определений радиуjob тяжёлых ядер.

В случае медленных нейтронов, когда — порядка величины i или даже больше а, геометрические соображения совершенно неприменимы. Это ясно уже из того, что при этих условиях рас­ сеяние неизбежно должно осложниться интерференционными эффектами. Опыт непосредственно показывает, что для некоторых эпределёпных скоростей нейтронов эффективное сечение ядра эказывается в сотни или даже в тысячи раз бблыпим геометриче­ ского селения. Мы имеем здесь, таким образом, дело с типичными квантовым*? резонансными эффектами, которые необходимо тракговать с помощью волновых представлений.

Любой процесс ядерных соударений с квантовой точки зрения может быть описан в схеме теории составного ядра следующим 29* 452 ИСКУССТВЕНН О Е П РЕО БРАЗО ВАН И Е А ТО М Н Ы Х Я Д Е Р [гл. X: 1

–  –  –

Если испущенная частица тождественна с падающей (например если падает нейтрон и испускается также нейтрон), то про цесс (273,1) мы называем рассеянием. В частности, если E p = Eq то рассеяние будет упругим; в противоположном случае — неупру гим. Если же частица Q не тождественна с Р, то мы говори!

о ядерной реакции. В частности, частица Q может быть фото ном, и тогда ядерная реакция состоит в простом захвате пада ющей частицы, сопровождающемся квантовым переходов с испусканием у-лучей. Однако во всех случаях в силу законе сохранения энергии должно иметь место равенство Е 0+ = Еп+ Ер E q.

Легко заметить, что это описание взаимодействия частицы с ядром совершенно аналогично квантовому описанию рассеяния света. Этот последний процесс в квантовой теории излучещш опи­ сывается следующим образом: пусть атомная система (атом или молекула) находится в состоянии с энергией Е\ при поглоще-;

нии фотона h возникает промежуточное состояние с энергией r* + Av и вслед за тем вновь исцускается фотон /iv', а система остаётся с энергией Е '. Закон сохранения энергии требует, чтобы Е + hv = Е ' + Лу\ Если Е ’ = Е, т. е. если система из промежуточного состояния вновь возвращается в исходное, то и v = v', т. е. частота света в результате взаимодействия не меняется. Этот случай анало­ гичен упругому рассеянию, а в оптике ему соответствуют процессы рассеяния без изменения частоты (обычное рэлеевское или когерентное рассеяние). Если же Е щ Е 1, то v' #= v, и мы получаем неупругое рассеяние фотонов, которому соответствует оптическое явление комбинационного рассеяния (открытое совет­ скими физиками JI. И. Мандельштамом и Г. С. Ландсбергом и' индусским физиком Раманом) *).

–  –  –

| дро Z k при этом является возбуждённым; оно обладает избытj энергии, равным энергии связи нейтрона плюс его кине­ м бесная энергия. Переходное состояние Z x может завершиться опусканием нейтрона с начальной или иной энергией (упругое В ли неупругое рассеяние), испусканием протона или а-частицы I ли, наконец, испусканием у-фотона, т. е. захватом нейтрона I образованием изотопа исходного ядра.

Эти разнообразные процессы мы можем сокращённо обознаI ать соответственно через (га, га), (га, р), (га, а) и (га, у). ВероятI ость каждого процесса можно характеризовать «шириной I ровня», т. е. обратной величиной средней -продолжительности I шзни, подобно тому, как мы это делали в § 233 для случая I онкурирующих процессов испускания фотона или автоиопиации в электронной оболочке. Как в ядерных процессах, так в электронной оболочке связь между шириной АЕ и време­ ни жизни At даётся соотношением АЕ • At ^ h.

Обычно для ширины уровня, соответствующей данному про­ цессу, пользуются обозначением Гв = —, где — время жизни цля этого процесса [т. е. для одной из реакций (га, х ), где |с = га, р, а или у], или, так как между средней продолжительI аостью жизни -с и вероятностью данного процесса X имеется л збратное соотношение Х= — [см. § 252, формула (252,3)],

–  –  –

т. е. ширина уровня для этого процесса порядка 0,01 eV.

Полная вероятность процесса распада пропорциональна по;

ной ширине Г, которая представляет собой сумму всех энерп тически возможных процессов (см. § 233). Например, есд энергетически возможны только рассеяние нейтрона или ег захват с испусканием у-фотона, то Г = ГП+ 1\.

Брейт и Вигнер показали, что эффективное сечение, характе ризующее вероятность любой реакции х, вызываемой нейтронм (т. е. захвата нейтрона и последующего распада составной ядра), выражается формулой (273,2 где Е г — уровень энергии составного ядра Z A.

Формула Брейта — Вигнера применима в том случае, когд* составное ядро имеет только один уровень или когда уровни разделены промежутками, большими ширины уровня.

Особенно интересный и важный случай имеет местр тогда, когда Е = Е Г, т. е. когда энергия нейтрона равна энергии одного из уровней составного ядра, возникающего в результате захвата нейтрона (так называемый виртуальный уровень) *). В этом случае первый член в знаменателе формулы Брейта — Вигнера обращается в нуль, и сечение достигает резко выраженного максимума (рис. 362). Так как при этом условии почти всегда оказывается, что Г* Гп, т. е. что вероятность захвата нейтрона настолько превышает вероятность рассеяния, что последней можно прене­ бречь, то мы имеем дело при Е = ЕГ с резонансным поглоще­ нием нейтронов. Экспериментально такие резкие максимумы вероятности поглощения медленных нейтронов для строго опре­ делённых энергий обнаружены в последнее время с поразитель ной отчётливостью (см. § 290), давая вместе с тем одно из самых ярких доказательств волновой природы частиц.

Если энергия падающего нейтрона мала по сравнению со всеми резонансными уровнями ядра ЕГ, то изменение знаменателя формулы Брейта — Вигнера при изменении Е становится

–  –  –

г ЩШш несущественным по сравнению с изменением множителя ( -= ).

Поэтому, при достаточно малой энергии, сечение захвата ней­ трона должно быть обратно пропорционально его скорости закон. Этот вывод имеет следующий простой и нагляд­ ный смысл: чем меньше скорость нейтрона, тем больше время,

–  –  –

которое он проводит в сфере воздействия ядра, и, следовательно, тем больше вероятность его захвата.

Мы не будем приводить вывода формулы Брейта — Вигнера, чо ограничимся качественными соображениями, поясняющими условие возникновения резонанса при захвате нейтрона. Пусть мы имеем медленный нейтрон, соударяющийся с ядром. Волновая функция этого нейтрона отлична от нуля как вне, так и внутри ядра, т. е. имеется определённая вероятность нейтрону находиться вне ядра или бытьсвязанным в ядре. Так как нейтрон — медленный, h, то его длина волны X= = вне ядра велика, а волновое число & = д- — соответственно мало. Внутри же ядра волновое число нейтрона велико, так как даже в том случае, когда его кинети­ ческая энергия вне ядра близка к нулю, он приносит с собой в ядро свою энергию связи, равную 8 MeV (рис. 363, а и 6).

Так как волновая функция и её первая производная должны быть ь “прерывны на границе ядра (см. т. I, § 144), то обе волны — длинная и короткая — должны смыкаться непрерывно и гладко на поверхности ядра. Вообще говоря, это возможно только в том случае, когда амплитуда волны внутри ядра очень 456 И С К УССТВЕН Н О Е П РЕО БРАЗО ВАН И Е АТО М Н Ы Х Я Д ЕР fr a. XX мала по сравнению с амплитудой вне ядра. Другими словами при произвольной энергии нейтрона вероятность его захвата ядром, вообще говоря, мала. Имеется, однако, исключительный случай, когда обе волны смыкаются гладко и непрерывно при почти одинаковой амплитуде внутри и вне ядра (рис. 363, с).

Это — именно случай, когда производная волновой функции внутри ядра обращается в нуль или близка к нулю на его границе. Этот случай, имеет место для очень узкого интервала энергий, близких к уровню энергии составного ядра. Так как именно в этом случае амплитуда волны внутри ядра велика, то еоответственно велика и вероятность нахождения нейтрон»

Рис. 363. Схематическое изображение волновод функции нейтрона вблизи поверхности ядра. Гра­ ница поверхности ядра находится в точке а; слева от а представлен ход волновой функции в ядре, справа — в пространстве, окружающем ядро.

внутри ядра, т. е. его захвата. При энергии нейтрона, лежа­ щей в указанном интервале, и будет наблюдаться резонанс, т. е.

резкое возрастание вероятности захвата нейтрона.

В случае, когда падающей частицей является протон или дру­ гая заряженная частица, явление осложняется существованием потенциального барьера. Вероятность захвата поэтому зависит как от проницаемости барьера, так и от резонансного фактора.

Существование резонанса в этом случае удалось обнаружить только для лёгких ядер.

До сих пор мы рассматривали только такие ядерные реакции, механизм которых состоит в захвате налетающей частицы (или поглощении у-фотона) с последующим «нагреванием» ядра и «испа­ рением» другой частицы (или испусканием фотона).

Кроме этих простейших типов реакций существует ряд других механизмов преобразования атомных ядер. Так, например, при очень сильном «нагревании» ядра, происходящем при захвата сверхбыстрых частиц, возможно «испарение» нескольких частиц, образующих в камере Вильсона или на фотопластинке так назыИСТОЧНИКИ Ч А С Т И Ц, П Р О И ЗВ О Д Я Щ И Х Я Д Е Р Н Ы Е РЕА КЦ И И I (аемые «звёзды». Наконец, существуют важнейшие процессы так взываемого «деления» ядер, при которых «нагретое» ядро рас­ калывается на два больших обломка (приблизительно пополам).

.Эти процессы будут рассмотрены в следующих главах.

§ 274. Источники частиц, производящих ядерные реакции Обратимся теПерь к рассмотрению экспериментальных методов изучения ядерных реакций. Превращения атомных ядер вызываот следующие частицы: а-частицы, протоны, дейтероны, нейтроI ш, у“фотоны! Рассмотрим сначала коротко некоторые свойства »тих источников ядерных реакций.

Естественным источником а-частиц являются а-частицы.

радиоактивные вещества уран-радиевого ряда. В тех случаях, огда достаточны а-частицы малой энергии, в качестве их источшка пользуются полонием (KaF), который может быть отделён )т предшествующих продуктов электрохимически; он не имеет радиоактивных продуктов и даёт, кроме a-излучения, лишь очень лабое у-излучение. Средний пробег а-частиц полония при О* а 760 мм Hg равен 3,72 см\ ему соответствует энергия 5,303 MeV.

Большую энергию имеют а-частицы ВаС' (пробег 6,87 см, энергия | 7,680 MeV), которыми и пользовались главным образом вплоть *о последнего времени. Преимущество естественных источников t-частиц — крайняя простота техники работы с ними; существен­ ный недостаток — малая интенсивность. Источник, эквивалентный 300 т с радона, даёт 1,8 • 101 а-частиц в секунду; при крайне малых выходах ядерных реакций эта интенсивность делает реак­ цию очень редким событием. В самое последнее время стали толучать мощные потоки искусственных а-частиц, сообщая ядрам 'елия при помощи современных ускорителей огромные энергии вплоть до 400 MeV. Исследования с такими источниками нахо­ дятся, однако, ещё в самом начале.

Протоны в качестве источника для ядерных реакций полу­ чаются путём ускорения ядер водорода. Они обладают меньшей ионизирующей способностью, нежели а-частицы, и потому их зледй в камере Вильсона характеризуются меньшей плотностью, чем следы а-частиц. Протоны имеют пробеги значительно большие, чем а-частицы.

Дейтероны являются очень ценным и широко используемым источником для ядерных реакций. Потоки дейтеронов получаются аутём ускорения ядер тяжёлого водорода (дейтерия). Отношение заряда г массе е/т у дейтеронов такое же, как у а-частиц, и отли­ чаются оки от последних меньшей плотностью ионизации, а потому и меньшей густотой следа в камере Вильсона (удельная ионизация, создаваемая дейтеронами, равна 1/ 3 таковой для а-частиц и 4/, удель­ ной ионизации протонов).

458 ИСКУССТВЕННОЕ ПРЕОБРАЗОВАНИЕ АТОМНЫ Х Я Д Е Р (гл. XX Нейтроны не сущ ествую т стабильно в свободном состоянии, н о вследствие отсутстви я для них потенциального барьера быстро поглощ аю тся окруж аю щ ими их ядрами. П оэтому в качестве источ­ ника нейтронов исп ользую тся те ядерные реакции, которые завер* источником ш аю тся выбрасыванием нейтроном. Простейшим является тр убочка, содерж ащ ая мелкий п орош ок бериллия и газо­ образный радон: при реакции а-частиц Rn с Ее возникают ней­ тр он ы, которы е свободн о проход ят н аруж у через стенки трубочки.

Т акая тр убочка, если она содерж ит 1 милликюри R n, даёт 27 О О О ней трон ов в секун ду; мощным источником нейтронов являются 1 больш ие технические соор уж ен и я, называемые «ядерными кот- I лами» (см. § 302).

Т а к как нейтроны не имеют заряда, то их невозможно реги­ стри ровать электрическим и приспособлениям и вроде счётчиков или ионизационны х кам ер. Д ля обнаруж ения нейтронов поль­ з у ю т ся ядрами отдачи, которы е они создаю т, или вызываемыми ими ядерными реакциями. Т а к, например, мож но расположить перед ионизационной камерой слой парафина, проходя через котор ы й нейтроны вы рываю т протоны, регистрируем ы е камерой.

Эффективность это го метода, одн ако, невелика (при энергии нейтронов в 5 M eV на 1000 нейтронов из парафина освобо­ ж дается 3,7 протона) и изменяется пропорционально энергии нейтронов.

S-Д р угой п у т ь для обнаруж ения нейтронов состои т в исполь­ зовании производимы х ими ядерных реакций. Т а к, например, при реакции

Дл* + „и1 -,L i7 2Не4+ *Н»

возникаю т ядра Н* с пробегом 6 см. П оэтом у если покрыть малую ионизационную кам еру изнутри литием, то при попада­ нии в кам еру нейтронов она будет регистрировать возникающие ядра Н 3. Ч асто прим еняется такж е метод, состоящ ий в напол­ нении бол ьш их ионизационны х камер газообразны м трёхфтори­ сты м бором B F S; реакция с нейтронами такова:

Б 10 + Ь —» вВ 11 — 2Н е4 +,L i\ В п1 Эффективность этой реакции очень велика: в камере дли­ ною в 20 см, наполненной B F, при атмосферном давлении, р еги стр и р уется 200 нейтронов из 1000.

Различаю т бы стры е и медленные нейтроны. Медленными счи таю тся нейтроны, имеющ ие энергию меньш е нескольких ты сяч! эл ектрон-вольт. В свою очередь среди медленных ней­ тр он ов различают нейтроны резонансной области (см. § 290) и тепловы е. П оследние им еют энергию порядка кТ, т. е. сотых долей электрон-вольта при комнатной температуре; их эффектив­ §275] 459

Ц ИКЛ ОТРОН

ное сечение для поглощения пропорционально —, тогда как сечение для поглощения нейтронов резонансной области даёт в зависимости от энергии кривую с одним или несколькими максимумами.

ДйН замедления быстрых нейтронов их пропускают через водородосодержащие вещества, чаще всего через парафин. При каждом соударении с ядром водорода, имеющим ту же массу, что и нейтрон, последний теряет в среднем половину своей энергии. Поэтому уже после сравнительно небольшого числа соударений быстрые нейтроны теряют большую часть своей энергии (например, после 20 соударений энергия уменьшается в Гу) = 1 0 -7 раз) и сохраняют только энергию, соответствующую тепловому равновесию при данной температуре.

Для поглощения медленных нейтронов пользуются их ядерными реакциями с некоторыми веществами, в результате кото­ рых получаются стабильные продукты. Так, например, кадмий поглощает медленные нейтроны с энергиями 0,2 — 0,04 eV с эффективным сечением 3000 — 7000 • 10-24 смг. Поэтому слой в 0,5 мм Cd достаточен для того, чтобы удалить все тепловые нейтроны.

у-лучи, испускаемые естественно-радиоактивными веще­ ствами, имеют фотоны относительно небольшой энергии. Наибо­ лее жёсткие у-лучи с энергией 2,62 MeV даёт ThC". При неко­ торых ядерных реакциях испускаются у-лучи с энергией в 17,2 MeV, но наиболее мощным источником у-лучей с энер­ гиями фотона до 100 MeV является особая установка для ускорения электронов, называемяя бетатроном (см. § 277).

§ 275. Циклотрон Для того чтобы заряженная частица (протон, дейтерон, д-частица) могла вступить в ядерную реакцию, она должна приблизиться к ядру на достаточно малое расстояние с тем, чтобы вероятность её проникновения путём худнельного перехода при­ обрела заметную величину. Поэтому важной экспериментальной задачей была разработка методов получения заряженных частиц с энергиями в несколько миллионов электрон-вольт. Вначале стремились к тому, чтобы установка имела лабораторный мас­ штаб, по возможности помещалась на лабораторном столе и чтобы она не требовала для своего осуществления слишком больших затрат. Однако, когда некоторые из установок, отвечающих этим требованиям, были изобретены, оказалось, что цутём повы­ шения их размеров и мощности можно значительно расширить экспериментальные возможности. Наиболее «эффективной устагл. XX

И С К У С С ТВЕН Н О Е П Р Е О Б Р А З О В А Н И Е А Т О М Н Ы Х Я Д Е Р

новкой этого тииа является циклотрон, вначале построенный Лауренсомв виде небольшого лабораторного прибора, а в настоя­ щее время в ряде случаев являющийся грандиозной технической установкой.

Принцип действия циклотрона необычайно прост. Представим себе металлическую коробку в виде плоского полого цилиндра, разрезанного пополам. Коробка помещается в поперечное маг нитное поле и на обе половины её накладывается сравнительно небольшая разность потенциалов (например, 104— 105 V) от высо­ кочастотного генератора. Пусть в некоторый момент в разрезе между э т и м и половинами, которые называются дуантами, нахо­ дится положительный ион. Если в этот момент левый дуант (рис. 364) заряжен до максимального отрицательного потев

–  –  –

циала, то ион притянется влево и попадёт внутрь дуанта, где электрическое поле отсутствует, но имеется поперечное маг­ нитное поле (перпендикулярное к плоскости чертежа). Под дей­ ствием магнитного поля ион опишет полуокружность. Время, которое ему для этого понадобится, равно

–  –  –

Описав полуокружность, ион вновь попадает в пространство между дуантами. За это время потенциал между ними меняет фазу, но частота генератора подбирается так, чтобы полупериод 3 275] Ц И КЛ ОТРО Н его как раз равнялся t. Вследствие этого ион, начавший своё движение в то время, когда левый дуант был заряжен до максимального отрицательного потенциала, вернётся в про­ странство между дуантами в момент, когда левый дуант будет заряжен до максимального положительного потенциала, а пра­ вый— до максимального отрицательного. В результате ион испытает новое ускорение по направлению к правому дуанту и будет продолжать свой путь внутри него с большей ск о­ ростью по кругу большего радиуса. Так как, однако, время обращения иона t по формуле (275,3) не зависит от радиуса, то раз установленный синхронизм уже сохраняется. Вследствие этого, проходя через пространство между дуантами, ион будет получать всякий раз новые и новые добавочные импульсы, и одна и та же разность потенциалов используется многократно.

Положим,что разность потенциалов между дуантами равна V г.

Очевидно, что при п оборотах ион приобретает энергию, экви­ валентную ускоряющему потенциалу V = 2nVlf так как при каждом полном обороте он проходит дважды про­ странство между дуантами и, следовательно, дважды получает добавочный импульс. Если F j = 75 kV, а п = 100, то V = 15«.106eV, т. е. можно получить, например, дейтероны с энергией 15 MeV.

Для осуществления синхронизма угловая скорость иона должна совпадать^ угловой частотой генератора,-т. е^ должна быть равна 2тс/, где /^ л и н ей н ая частота генератора. Из (275,2) имеем так что условие синхронизма напишется в виде

–  –  –

Таким образом, для данного сорта ионов и при данной частоте генератора магнитное поле должно иметь напряжённость, опре­ деляемую условием (275,4) с тем, чтобы имел место синхронизм.

Например, для дейтфронов -^ - = 4789, и если частота / выра­ жена в мегациклах, то ^ =-^ ^ = 1,312 • 10*/.

Отсюда, например, при / = 10 поле, необходимое для синхро­ низма, §€ = 13,12 килоэрстед. Для скорости дейтерона находим 462 ИСКУССТВЕННОЕ ПРЕОБРАЗОВАНИЕ АТОМНЫХ Я Д Е Р [гл.

XX из (275,2), полагая R = 50 см:

–  –  –

Для протонов в 2 раза больше, чем для дейтеронов; по формуле (275,4) напряжённость резонансного магнитного поля должна быть поэтому в два раза меньше, а эквивалентный ускоряющий потенциал по формуле (275,5) получается также в два раза меньше. Для двукратно заряженных ионов гелия — то же, что и для дейтеронов, и следовательно, величины f€ оди­ наковы в обоих случаях. Но так как заряд у искусственных а-частиц в два раза больше, чем у дейтерона, то и энергия будет в два раза больше.

Сила тока дейтеронов, даваемая средним циклотроном (8 — 12 MeV) порядка 20 — 100 цА; большой циклотрон (16 MeV) даёт до 200 рА. Если использовать дейтероны для получения нейтронов с помощью реакции

4Ве® + jD 2 - » 5В »,В 1в + вп\

то выход нейтронов (т. е. число быстрых нейтронов, выбрасы­ ваемых в прямом направлении) на каждый микроампер тока дейтеронов такой же, как в порошке бериллия плюс 3000 — 6000 г радия-эквивалента (т. е. количества радона в равновесии с ука­ занным числом граммов Ra-эквивалента). Нужно было бы иметь фантастическое количество радия для того, чтобы получить то же количество нейтронов, какое даёт средний циклотрон.

Общая схема циклотрона приведена на рис. 365. На нём изо­ бражены спиральные траектории двух ионов, попавших в про­ странство между дуантами при разных фазах переменного напря­ жения на дуантах. Если ион начинает своё движение в момент, когда напряжение имеет максимальную величину, то после 275] ЦИКЛ ОТРОН i оборотов он приобретает скорость, которой соответствует уско­ ряющий потенциал F = 2.П Vщах • Если же фаза напряжения в момент, когда в пространство «ежду дуантами попадает ион, такова, что, например, F^-^-Fmax, о ион испытает вдвое меньшее ускорение. Но так как по (275,Зу ремя полуоборота зависит только от — и §f6, то синхронизм [оследовательных многократных ускорений будет иметь место с для этого иона. Разница будет состоять только в том, что акой ион при прохождении между дуантами будет испытывать двое меньшее ускорение, и потому для достижения максимальюй энергии, определяемой радиусом R, ему надо будет сделать оответственно большее число оборотов.

Радиусы последователь­ ных отрезков спирали находятся при помощи (275,5), где в левой асти следует подставить 2nV1 вместо V:

–  –  –

1так, п ^ледова тельные радиусы возрастают пропорцио­ нально n'h.

Очевидно, ч-i’о, двигаясь по спирали от центра к периферии, он проходит внутри дуантов длинный путь. Очень важно 464 И СКУССТВЕННОЕ П РЕО БРАЗО ВАН И Е АТО М Н Ы Х Я Д Е Р [г*. XX

–  –  –

Очевидно, что результирующий эффект действия обоих полей I у'дет благоприятным для сохранения пучка при условии, если I гомбинированное фокусирующее и дефокусирующее действие каст амплитуду колебаний сечения пучка, меньшую половины :нутренней высоты дуантов. Экспериментальное исследование

•аспределения ионов в пучке в вертикальной плоскости показало, сто оно соответствует теоретическим расчётам: при больших радиуах сечение пучка становится всё меньшим; он сжимается около гыоскоети симметрии.

Источником ионов является небольшая дуга, горящая в центре шклотрона внутри конической полости, окружённой металлиюскими стенками. Дуга горит между накалённым катодом и стен­ ной полости, служащей анодом. Так как для горения дуги необ­ ходимо давление газа порядка 10-2 — 10"3 мм Hg, то газ подтекает знутрь полости через узкое отверстие, представляющее гидрощнамическое сопротивление, а возникающие ионы проникают герез капилляр в камеру циклотрона, откуда газ откачивается мощными быстро действующими насосами. Благодаря такой си­ стеме в камере циклотрона поддерживается низкое давление поряд­ ка 10~* -г- 10_Б мм, тогда как внутри полоски, где горит дуга, неободимое для её поддержания давление примерно в 100 раз выше.

Рассмотрим, наконец, важный вопрос о максимальной энергии ионов в циклотроне. Так как по (275,5) эквивалентный ускоря­ ющий потенциал пропорционален квадрату радиуса перифери­ ческой части орбиты, то, казалось бы, что, увеличивая радиус полюсов магнита, можно соответственно повышать и энергию выходящих из циклотрона ионов. Однако это повышение имеет предел, существование которого вытекает из следующих сообра­ жений. Вследствие релятивистской зависимости массы от скорости те „ отношение —, начиная с некоторой достаточно высокой скоро­ сти, перестаёт быть постоянным (при 100 MeV масса дейтерона уже на 5% больше его массы покоя) и при дальнейшем увеличении скорости возрастает. Если поэтому в нерелятивистской области условие синхронизма (275,4) будет удовлетворено, то при пере­ ходе в релятивистскую область оно нарушится. Наглядно это можно пояснить следующим образом: вследствие релятивистского возрастания массы ион будет отставать по фазе от фазы напряже­ ния генератора. В конце концов это отставание может достигнуть такой величины, что ион будет попадать в пространство между дуантами в моменты, когда напряжение будет не ускорять его, но тормозить. Согласно условию (275,4) синхронизм можно было бы поддержать, сделав магнитное поле неоднородным, а имен­ но— возрастающим по направлению к периферии. Однако при этом нарушилось бы пространственное распределение поля, соз­ дающее фокусировку.

30 Э. В. Шдольский. II.

т

ИСКУССТВЕН Н ОЕ П РЕОБРАЗОВАН И Е АТОМ Н Ы Х ЯД Е Р [гл. XX

Отставание фазы иона от фазы напряжения можно уменьшить, увеличивая ускоряющую разность потенциалов между дуантами 2V U так как очевидно, что чем выше эта разность потенциалов, тем большую энергию успеет набрать ион, прежде чем фазовые соотношения полностью расстроятся.

–  –  –

ческий предел, определяемый утечками. Кроме того, при повы­ шении Vх очень сильно возрастает мощность генератора. Тем не менее, выбирая Vt = 10* V, можно было рассчитывать получить поток дейтеронов с энергией 100 MeV. Однако для получения частиц с энергиями в сотни миллионов вольт гораздо более эффек­ тивным оказалось видоизменение конструкции циклотрона, кото­ рое будет описано в § 278.

На рис. 367 приведена фотография, изображающая один из действующих циклотронов, а на рис. 368— фотография пучка дей

<

Рис. 368. Пучок дейтеронов с энергией 15 MeV, выходящий из циклотрона.

теронов, выпущенного из циклотрона в воздух; светящаяся полосу при 15 MeV простирается на 70 см.

В таблице на стр. 466 приведены некоторые данные, относя­ щиеся к типичным циклотронам.

§ 276а Электростатический генератор Другой прибор для получения быстрых частиц — электроста­ тический генератор, изобретённый Ван-де-Граафом.

В простейшем виде машины этого типа основаны на известном электростатическом опыте: если внутрь полой металлической сферы внести заряженный шарик на изолирующей ручке и при­ коснулся им к внутренней поверхности сферы, то шарик отдаст сфере Bb' h свой заряд. Повторяя эту операцию, мы каждый раз совершаем работу против сил поля, за счёт которой мы можем, теоретически говоря, довести потенциал сферы до предела, опре­ деляемого утечками (корона).

30* 468 ИСКУССТВЕННОЕ П РЕОБРАЗОВАНИЕ АТОМ НЫ Х ЯДЕР (гл. XX

–  –  –

§ 277. Ускорение электронов. Бетатрон Ускорение электронов! представляет!-для ядерной физики интерес, во-первых, как средство для изучения взаимодействия быстрых электронов с ядрами и, во-вторых, как средство для получения очень жёстких угфотонов. В § 274 уже было указано, что у-фотоны, испускаемые естественно-радиоактивными источ­ никами, имеют энергию не более 2,62 MeV; между тем для осуще­ ствления ядернкх реакций под действием у-лучей в большин­ стве случаев требуются значительно более высокие энергии, не говоря уже о том, что естественные источники у-лучей имеют очень малую интенсивность.

Существуют технические установки, использующие обычные высоковольтные трансформаторы в схемах, позволяющих удваи­ вать и утраивать напряжение. Такие установки позволяют полу­

УСКОРЕНИ Е ЭЛЕКТРОНОВ. БЕТАТРОН

§ 277] чать электронные пучки с энергией в 1 MeV, однако они чрезвычайно громоздки, а кроме того— энергия в 1 MeV для целей ядерной физики недостаточна. Большие энергии можно получать, пользуясь электростатическим генератором, но и эта установка громоздка и не позволяет рассчитывать на получение электронов с энергиями в сотни MeV. Циклотрон же не пригоден для получения электронов больших энергий по следую­ щим причинам: 1) отношение -+~- для электронов почти в 2000 раз больше, чем для протонов, и примерно в 4000 раз больше, чем для дейтеронов; поэтому резонансная частота по уравнению (275,4) оказывается слишком высокой, что создаёт большие радио­ технические затруднения; 2) ещё более существенно то, что реля­ тивистская зависимость массы от скорости у таких лёгких частиц, как электроны, оказывается значительно большей; например, для электронов с энергией в 10 MeV масса т = 22,3 та, а при 100 MeV т — 196,8 т „.

В 1927 г. Видероэ была высказана идея использования элек­ тромагнитной индукции для получения быстрых электронов.

Действие такого ускорителя, как будет показано ниже, не огра­ ничивается релятивистскими эффектами. Однако из-за недоста­ точной теоретической разработки проекта Видероэ не удалось построить действующую модель установки. В дальнейшем идея использования электромагнитной индукции для ускорения элек­ тронов была разработана советским физиком Я. П. Терлецким.

В 1941 г. Керстом был построен индукционный ускоритель., получивший название «бетатрон».

Принцип действия бетатрона, как* и принцип циклотрона, чрезвычайно прост. Однако техническое осуществление идеи, лежащей в основе обеих этих установок, потребовало преодоления больших трудностей.

Как хорошо известно, при изменении магнитного потока Ф в пространстве возникает вихревое электрическое _поле_ Вихревой характер поля сказывается в том, что потенциал поля не является однозначной функцией координат: при обходе по замкнутому пути в подобном поле работа не равна нулю, как в электростатическом поле; напротив, при обходе по замкну­ тому пути поле совершает над зарядом положительную работу, а, следовательно, заряд приобретает энергию. Согласно закону электромагнитной индукции Фарадея электродвижущая сила индукции, равная работе, совершаемой вихревым электрическим полем над единицей положительного заряда при одном обходе по замкнутому контуру, связана со скоростью изменения маг­ нитного потока уравнением 470 ИСКУССТВЕННОЕ ПРЕОБРАЗОВАНИЕ АТОМ НЫ Х ЯДЕР [гл. XX

–  –  –

Вследствие вихревого характера поля заряд— е при п оборотах по одной и той же силовой линии радиуса р приобретёт энер­ гию 2тсрпе%. Из этого следует, что если даже энергия, приобре­ таемая при одном обороте, невелика, то при достаточно большом числе оборотов она может стать очень значительной. Предста­ вим себе, что скорость изменения магнитного потока в течение 10-8 сек. сохраняется постоянной; представим себе, далее, элек трон, помещённый в кольцевую вакуумную трубку, расположен ную концентрически с круговыми силовыми линиями вихревого электрического поля, и пусть радиус этой трубки р равен 5 см.

Можно подсчитать, какую энергию приобретёт электрон в тече­ ние 10“* сек., если его удастся заставить обращаться в течение этого времени по одной и той же силовой линии. Для этого мы допустим, что скорость изменения магнитного потока такова, что при одном обороте электрон приобретает энергию в 20 eV.



Pages:     | 1 |   ...   | 3 | 4 || 6 | 7 |   ...   | 9 |
Похожие работы:

«УДК 519.95 ПОСТРОЕНИЕ МАТЕМАТИЧЕСКИХ МОДЕЛЕЙ УПРАВЛЯЕМЫХ СЕТЕЙ ПОСТАВОК С УЧЕТОМ ЗАПАЗДЫВАНИЙ ПОТОКОВ Ю.И. ДОРОФЕЕВ, А.А. НИКУЛЬЧЕНКО Рассмотрена задача построения математических моделей управляемых сетей поставок в условиях неопределенного внешнего спроса пр...»

«Общество с ограниченной ответственностью МЛТ ОГРН 1135010000410 ИНН 5010046010 КПП 501001001 ОКПО 23475651 Россия, 141982, Московская область, г. Дубна, ул. Университетская, д. 19; тел. (495) 287-81-00 2878100@mail.ru www.mlt.ru, www.coagulometer.ru www.stainer.ru П...»

«ROWE MINERALOELWERK GMBH Паспорт Безопасности Вещества в соответствии с Регламентом (ЕС) № 1907/2006 HIGHTEC SYNT RSi SAE 5W-40 Дата печати: 02.11.2016 страница 1 из 9 Код продукта: 20068-998-00 РАЗДЕЛ 1: Идентификация химической продукции и...»

«НОВЫЕ ТЕХНОЛОГИИ И ОБОРУДОВАНИЕ ДЛЯ НАПЫЛЕНИЯ ЗАЩИТНЫХ ПОКРЫТИЙ Петров С.В. АННОТАЦИЯ Многокомпонентная химически активная плазма продуктов сгорания углеводородного газа с воздухом характеризуется комбинацией у...»

«ЛИСТ БЕЗОПАСНОСТИ Дата выпуска готовой Дата Ревизии 11-дек-2012 Номер редакции 1 спецификации 11-дек-2012 РАЗДЕЛ 1. ИДЕНТИФИКАЦИЯ ХИМИЧЕСКОЙ ПРОДУКЦИИ И СВЕДЕНИЯ О ПРОИЗВОДИТЕЛЕ ИЛИ ПОСТАВЩИКЕ Идентификатор продукта Описание продукта IMAGEN Herpes Simplex Virus Kit Cat No. K610611-2 Соответствующие ус...»

«ЛИСТ БЕЗОПАСНОСТИ МАТЕРИАЛА Fanfaro TRD-10 UHPD 5W-40 По директивам (ЕК) No. 453/2010 1. НАИМЕНОВАНИЕ ХИМИЧЕСКИХ ВЕЩЕСТВ, ПРЕПАРАТОВ, ПОСТАВШИКА Наименование продукта: моторное масло Fanfaro TRD-10 UHPD 5W-40 синтетическое всесезонное мото...»

«Кафедра математической логики и теории алгоритмов Весенний семестр 2003 г. Программа к экзамену на I курсе по дисциплине “Введение в математическую логику” (Лектор — В. А. Успенский) 1. Предварительные понятия. Имена и их денотаты. Смысл знака равенства. Десятичная (двоичная, римская и т. п.) запись числ...»

«паспорт безопасности GOST 30333-2007 перекиси водорода 35% чистый, стабильный номер статьи: 9683 дата составления: 22.01.2016 Версия: GHS 2.0 ru Пересмотр: 28.09.2016 Заменяет версию:...»

«МАЛОИНВАЗИВНЫЕ ТЕХНОЛОГИИ В ЛЕЧЕНИИ ЗЛОКАЧЕСТВЕННЫХ ОПУХОЛЕЙ ПЕЧЕНИ Дударев В.С. ГУ НИИО и МР им Н.Н.Александрова, г. Минск, Беларусь Ключевые слова: химиоэмболизация печеночных артерий, радиочастотная термоаблация, рентгеноэндоваскулярное в...»

«ЛИСТ БЕЗОПАСНОСТИ Дата выпуска 26-янв-2012 Дата Ревизии 26-янв-2012 Номер редакции 2 готовой спецификации РАЗДЕЛ 1. ИДЕНТИФИКАЦИЯ ХИМИЧЕСКОЙ ПРОДУКЦИИ И СВЕДЕНИЯ О ПРОИЗВОДИТЕЛЕ ИЛИ ПОСТАВЩИКЕ Идентификатор продукта Описание продукта VIOLET RED BILE LACTOSE AGAR Соответствующие установленные области применения вещест...»

«А. Л. Гулевич, С. М. Лещев, Е. М. Рахманько Экстракционные методы разделения и концентрирования веществ Пособие для студентов химического факультета специальности 1-31 05 01 "Химия (по направлениям)" Минск БГУ УДК 542.61 (075...»

«WOLF GUARDTECH 15W40 SHPD Паспорт безопасности в соответствии с Регламентом (ЕС) № 1907/2006 (REACH) и внесенной в Регламент (EC) поправкой № 453/2010 Дата выпуска:4/10/2005 Дата пересм...»

«С. К. Абачиев ТРЕУГОЛЬНИКА ПАСКАЛЯ ДАЁТ НОВЫЕ СТИМУЛЫ ДЛЯ РАЗРАБОТКИ МАТЕМАТИКИ ГАРМОНИИ Часть 1 Треугольник Паскаля так прост, что выписать его может и десятилетний ребёнок. В то же время он скрывает в се...»

«ЛИСТ БЕЗОПАСНОСТИ Дата выпуска 27-фев-2012 Дата Ревизии 27-фев-2012 Номер редакции 1 готовой спецификации РАЗДЕЛ 1. ИДЕНТИФИКАЦИЯ ХИМИЧЕСКОЙ ПРОДУКЦИИ И СВЕДЕНИЯ О ПРОИЗВОДИТЕЛЕ ИЛИ ПОСТАВЩИКЕ Идентификатор продукта Описание продукта PathoProof Mastitis Major-3 Amplification Standard Cat No. F-916 Соответствующие установленные области применени...»

«СУЛЯЕВ Юлий Сергеевич ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ НАГРЕВА И УДЕРЖАНИЯ ПЛАЗМЫ В МНОГОПРОБОЧНОЙ ЛОВУШКЕ ГОЛ-3 ПО НЕЙТРОННОЙ ЭМИССИИ 01.04.08 – физика плазмы АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физи...»

«КОНДУКТОМЕТР ПЕРЕНОСНОЙ КПЦ-026Т РУКОВОДСТВО ПО ЭКСПЛУАТАЦИИ КЦО-120.00.00.000. РЭ 1. Назначение Kондуктометр КПЦ-026Т (далее кондуктометр) предназначен для измерения удельной электропроводности (УЭП) химически очищенной воды и...»

«НОВОСИБИРСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ СИБИРСКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ РОССИЙСКОЙ АКАДЕМИИ НАУК ПРАВИТЕЛЬСТВО НОВОСИБИРСКОЙ ОБЛАСТИ МАТЕРИАЛЫ 54-Й МЕЖДУНАРОДНОЙ НАУЧНОЙ СТУДЕНЧЕСКОЙ КОНФЕРЕНЦИИ МНС...»

«ФОНБЕТ-ПЕРВЕНСТВО РОССИИ ПО ФУТБОЛУ СРЕДИ КОМАНД КЛУБОВ ФНЛ СЕЗОНА 2016-2017 ГГ. Статистика перед туром РЕЗУЛЬТАТЫ 25-ГО ТУРА: 8 марта. "Енисей"-"Луч-Энергия" 0:0, "Динамо-Москва"-"Спартак-Нальчик" 1:1, "Балтика"-"Волгарь" 1:0, "Мордовия"-"Сибирь" 0:0, "Кубань"-"Химки" 2:1, "Факел"-"СКА-Хабаровск" 0:0, "Сокол"-"Тамбов" 1:4, "...»

«Кайканов Марат Исламбекович ИССЛЕДОВАНИЕ ГЕНЕРАЦИИ ИМПУЛЬСНОГО ЭЛЕКТРОННОГО ПУЧКА В ДИОДЕ С ВЫСОКИМ ИМПЕДАНСОМ 01.04.20 – Физика пучков заряженных частиц и ускорительная техника АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой...»

«ИНСТИТУТ ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ ФИЗИКИ ИТЭФ-85 А.И.КИРЮХИНА. В.П.КУЛАКОВ. ЛАПРОСТОВА МАТЕМАТИЧЕСКОЕ ОБЕСПЕЧЕНИЕ СИСТЕМЫ СКАНИРУЮЩИХ ИЗМЕРИТЕЛЬНЫХ ПРОЕКТОРОВ МОСКВА 1978 ИНСТИТУТ ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ ФИЗИКИ |ТЭ" 85 А. И. К и р ю я н а, В.П.Кулаков, Л.А.Вростова МАТЕМАТИЧ...»

«Научно-производственное объединение "СПЕКТРОН" Аналитическое оборудование для химического анализа 190103 Россия, тел. (812) 325-8183 Санкт Петербург, факс (812) 325-8503 ул. Циолковского, 10А Е-mail: to@spectron.ru http://www.spectron.ru АНАЛИЗАТОР РЕНТГЕНОФЛУОРЕСЦЕНТНЫЙ ЭНЕРГОДИСПЕРСИОННЫЙ СЕРЫ...»

«ФОНБЕТ-ПЕРВЕНСТВО РОССИИ ПО ФУТБОЛУ СРЕДИ КОМАНД КЛУБОВ ФНЛ СЕЗОНА 2016-2017 ГГ. Статистика перед туром РЕЗУЛЬТАТЫ 4-ГО ТУРА: 27 июля. "Енисей"-"Зенит-2" 0:3, "Динамо-Москва"-"Балтика" 2:1, "Сибирь"-"СКА-Хабаровск" 0:0, "Мордовия"-"Тамбов" 0:0, "Кубань"-"Тосно" 1:1, "Факел"-"Спартак-2" 1:1, "Сокол"-"Луч-Энергия" 1:0, "Шинник"-"Спа...»

«РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт физической химии и электрохимии им. А.Н.Фрумкина РАН (ИФХЭ РАН) Научно-образователь...»

«VI олимпиада по химии "Юные таланты" I этап Итоговый тур. Методические рекомендации по оцениванию заданий. Приведено по одному из возможных вариантов решений заданий. Допускаются другие варианты, не искажающие смысла задачи. Можно оценив...»

«БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ УКАЗАТЕЛЬ КНИГ, ПОСТУПИВШИХ В БИБЛИОТЕКУ Естественные науки А57 Альсина, Клауди. Тысяча граней геометрической красоты. Многогранники / Клауди Альсина. Москва : Де Агостини, 2014. 143 с. : ил. (Мир математики : в 40 т. ; т. 23). Загл. на корешке : Мир математики. Тысяча гр...»

«НАНОСИСТЕМЫ: ФИЗИКА, ХИМИЯ, МАТЕМАТИКА, 2013, 4 (1), С. 139–147 УДК 546.824: 544.72 ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОЦЕССОВ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ГАЗООБРАЗНОГО ТЕТРАХЛОРИДА ТИТАНА С ВОДНЫМИ АЭРОЗОЛЯМИ МЕТОДОМ IN-SITU МАЛОУГЛОВОГО РЕНТГЕНОВСКОГО РАССЕЯНИЯ НА СИНХРОТРОННОМ И...»








 
2017 www.ne.knigi-x.ru - «Бесплатная электронная библиотека - электронные матриалы»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.